Каталог :: Физика

Курсовая: Исследование электроразрядных эксимерных лазеров

1. ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРОРАЗРЯДНЫХ ЭКСИМЕРНЫХ ЛАЗЕРОВ
         1.1. Влияние системы предыонизации на работу XeCl-лазера         
             1.1.1. Общая характеристика систем предыонизации             
Одним из важнейших факторов, влияющих на работу электроразрядных эксимерных
лазеров, является предыонизация активной среды [1-3]. Она оказывает
существенное влияние на устойчивость разряда, его однородность, длительность
объемной стадии, стабильность генерации и ресурс работы лазера. В [4]
показано, что предварительное ультрафиолетовое (УФ) облучение газового объема
сокращает время развития пробоя, способствует формированию объемного разряда.
С увеличением интенсивности облучения уменьшается напряженность поля, при
которой возникает диффузный разряд. Происходит это потому, что УФ-ионизация
создает некоторое начальное количество свободных электронов, которые
становятся центрами инициирования разряда. Для всех газоразрядных лазеров,
использующих поперечный разряд, важное практическое значение имеет решение
вопроса о минимальной плотности электронов предыонизации и однородности их
распределения, необходимой для формирования однородного разряда. В случае
малого количества начальных электронов происходит независимое развитие
рождаемых ими лавин. В окрестности каждой лавины нарастает искажение внешнего
поля потенциалом пространственного заряда, который возникает в ходе
ионизационного размножения частиц в лавине [4]. После прохождения лавиной
некоторого критического расстояния она порождает стример. Формирование
однородного разряда достигается в случае, когда пробой газоразрядного
промежутка происходит при одновременном развитии множества электронных лавин
и их взаимном перекрытии до того, как они пройдут критическое расстояние. При
этом искажающее действие поля пространственного заряда каждой отдельной
лавины будет подавлено коллективным действием остальных лавин во всем объеме.
В [5] показано, что существует критическое расстояние между начальными
электронами предыонизации, которое определяет минимальное значение
концентрации электронов предыонизации в разрядном объеме.
ne > (4De Xкр/uдр)-3/2,                                             (1)
где De и uдр – коэффициент диффузии и дрейфовая скорость
электронов, а Xкр – критическое расстояние. Оценка минимальной
концентрации начальных электронов дает значение ~106-108 
см-3. Причем, повышение начального уровня предыонизации и напряжения
на электродах, а также увеличение скорости его нарастания всегда способствует
улучшению однородности разряда [6].
В [7] исследовалась зависимость энергии генерации ХеС1-лазера от уровня
предыонизации. Показано, что выходная энергия не зависит от уровня
предыонизации, когда ne > 108 см-3. При n
e~107 см-3 она уменьшается на 10%, а при ne 
~106 см-3 наполовину. Данное снижение уровня предыонизации
приводит к значительному нарушению однородности разряда и уменьшению энергии
генерации. Согласно [7] концентрация электронов предыонизации при отсутствии
напряжения между лазерными электродами может быть представлена
     ,                                          (2)
где ne - концентрация электронов предыонизации; nHCl 
- концентрация молекул НCl; b  эффективная скорость диссоциативного
прилипания электронов к НС1; S0 - скорость образования электронов
под действием внешнего ионизатора. Тогда
                                      .                             (3)
Из (3) видно, что концентрация электронов выходит на насыщение при ne 
= S0/bnHCl c постоянной времени t0 = 
1/bnHCl. Оценим порядок величин определяющих величину
выражения (3). Рассмотрим  два случая.
1. Осутствует внешнее электрическое поле Е/N=0. В этом случае величина β ~
10-10 -10-11 см-3/с [1]. Концентрация молекул
HCl в основном колебательном состоянии ~ 1016 см-3. Тогда
t0 = 1/bnHCl  ~ 10-6 c. Если S
0 = 1015 см-3/с, то концентрация электронов
возрастает до ne ~ 109 см-3  за время порядка
t0.
2. На электроды лазера подается импульс напряжения. В этом случае Е/N отлично от
нуля, что приводит к тому, что электроны начинают приобретать энергию от
электрического поля, а электронная температура Те начинает расти и
отрываться от температуры нейтральных частиц. Электронная температура Те 
~ E/N. Поэтому по мере роста E/N увеличивается вероятность возбуждения
нейтральных атомов электронами. Процессы прилипания еще полностью доминируют
над процессами ионизации, то есть нет развития электронных лавин, но уже идет
накопление нейтральных атомов в возбужденных состояниях. Это приводит к тому,
что увеличивается величина S0, так как теперь ионизироваться УФ-
подсветкой могут частицы не только из основного, но и возбужденного состояния
(при этом предыонизация вкладывает в активную среду туже энергию, что и ранее,
но увеличивается концентрация электронов). Тогда концентрация электронов
описывается выражением
     ,                                (4)
γne - увеличение выхода электронов. Можно показать, что
уменьшение порога пробоя основного лазерного промежутка под действием
предыонизации обусловлено действием именно этого механизма.        Таким
образом, предыонизация активной среды осуществляется не мгновенно, а в течение
определенного времени t. В этой связи важно определить оптимальное время
действия предыонизации и установить взаимосвязь τ с энергетическими
характеристиками XeCl-лазера при различных типах предыонизации. Поэтому
представляется целесообразным провести комплексное исследование влияния
параметров и режима работы контура предыонизации на генерационные
характеристики лазера.
                  1.1.2. Условия и техника эксперимента                  
Исследования проводились на эксимерном электроразрядном лазере, излучатель и
система предыонизации активной среды которого выполнены аналогично описанным в
[8] и представлены на рис.1. Излучатель представлял собой диэлектрическую
разрядную камеру, внутри которой располагались профилированный
цельнометаллический анод (А), сетчатый катод (К) и электрод предыонизации (ЭП).
Предыонизация активной среды в межэлектродном промежутке (МП) осуществлялась
излучением разряда из-под сетчатого катода при подаче импульса высокого
напряжения на электрод предыонизации. Такое расположение системы предыонизации
позволило максимально приблизить источник ионизирующего излучения к зоне
основного разряда и достичь однородного распределения начальных электронов в
МП. Основной разрядный объем составлял 90х3,5х2 см3 (ширина разряда
2 см). На торцах разрядной камеры располагался резонатор лазера, который был
образован плоским зеркалом с Al-покрытием и плоскопараллельной кварцевой
пластиной.
Возбуждение поперечного разряда осуществлялось системой возбуждения (СВ),
выполненной по типу LC-контура (рис.1,а) и LC-инвертора (рис.,1б). Например,
LC-инвертор [9] включал накопитель энергии (НЕ) на С1 и С2
, которые от источника постоянного высокого напряжения через резисторы R1 
и R2 заряжались до напряжения Uo. После срабатывания
коммутатора РУ, в качестве которого использовались управляемые разрядники
РУ-65, через L2 происходила    инверсия напряжения на С2,
и через индуктивность L1 осуществлялась зарядка обострительной
емкости (ОЕ) Со до напряжения, близкого к двойному зарядному. ОЕ С
о была подключена к электродам лазера с минимально возможной для данной
конструкции индуктивностью Lо.
В процессе экспериментов величины L1 и Lо были сведены к
минимуму, который позволяла конструкция лазера, и составляли 7 и 3,5 нГн
соответственно. Величина L1 определялась из осциллограмм напряжения
холостого хода на Со. Для исключения зажигания основного разряда
разрядная камера в этом случае заполнялась азотом и отключалась предыонизация.
Величина Lо определялась из осциллограмм разрядного тока в контуре L
оСо.
Исследования проводились на электроразрядном эксимерном лазере с параметрами: С
0=22 нФ, С1=155 нФ, С2=56 нФ.
Разряд предыонизации возбуждался от отдельного LC-контура включающего Спр 
– накопительную емкость, Lпр – индуктивность в контуре предыонизации,
РУ1 – коммутатор. Это позволяло регулировать задержку между предыонизацией и
основным разрядом с помощью системы запуска разрядников РУ1 и РУ. Спр 
заряжалась от источника постоянного высокого напряжения через резисторы R3 
и R4 до напряжения Uo.
На рис.1,а представлено сечение электрода емкостной предыонизации. Диэлектрик на
электроде предыонизации представлял собой шестислойное лавсановое покрытие
общей толщиной 0.3 мм. Отличительной особенностью предыонизации являлось то,
что емкостной разряд зажигался на большой площади ~(100х3) см2. Этим
компенсировалась меньшая по сравнению с сильноточной искрой эффективность
образования ионизирующего излучения. Минимальный радиус кривизны поверхностей
электрода составлял 5 мм. Рабочая поверхность электрода предыонизации
находилась на расстоянии 3 мм от поверхности основного сетчатого электрода,
причем это расстояние в ходе экспериментов могло изменяться от 1 до 6 мм.
Разряд, обеспечивающий предыонизацию основного разрядного промежутка, возникал
между сетчатым катодом (К) и поверхностью диэлектрика электрода предыонизации.
Подача импульса напряжения на электрод предыонизации осуществлялась по четырем
вводам, равномерно расположенным вдоль электрода предыонизации согласно
электрической схеме, представленной на рис.1,а.
Наряду с рассмотренным типом предыонизации в электроразрядных эксимерных
лазерах широко используется искровая предыонизация. Она обладает значительно
большим ресурсом по сравнению с другими видами предыонизации. Основной
недостаток искровой предыонизации состоит в том, что она не обеспечивает
однородную ионизацию активной среды. Кроме того, при образовании сильноточной
искры между электродами, происходит выброс металла с поверхности, частицы
которого загрязняют активную среду.
В описанный выше лазер вместо электрода емкостной предыонизации помещалась
диэлектрическая матрица, содержащая 90 штыревых электродов, расположенных, на
расстоянии 1 см друг от друга в один ряд таким образом, чтобы зазор между
сетчатым катодом и каждым штыревым электродом составлял 6 мм (см. рис.1,б).
Искровые разряды создавались между сетчатым катодом и штыревым электродом.
Каждый искровой промежуток питался от отдельного конденсатора при
срабатывании общего для всех управляемого разрядника РУ1.
Для исследования описанного лазера была создана экспериментальная установка,
блок-схема которой приведена на рис.2. Она состоит из исследуемого лазера,
вакуумной системы и системы газонаполнения (ВС и СГН), источника высокого
постоянного напряжения (ИВН), системы управления и системы регистрации.
Вакуумная система и система газонаполнения разработаны и смонтированы в виде
единого блока, схема которого представлена на рис.3. Основными узлами
вакуумной системы являются: форвакуумный насос НВР-40 (1) и высоковакуумный
"Норд 250" (2), соединенные между собой посредством вентилей (3) и (4). Для
поглощения паров масла в вакуумную магистраль включена ловушка (5), охлаждаемая
жидким азотом. Измерение вакуума осуществлялось термопарным вакууметром ВИТ-1А
с лампой ПМТ-2 (6). Вакуумная система отделена от системы газонаполнения
запорным вентилем (7). Вентили (3,4 и 7) имеют проходное сечение 20 мм.
Система газонаполнения состоит из 8 вентилей (8-15), газопроводов и баллонов.
Гибкие полиэтиленовые газопроводы соединяют вентили (8-13) и баллоны с
гелием, неоном, аргоном, ксеноном, хлористым водородом, смесью хлористого
водорода с гелием соответственно. Вентиль (14) является выхлопным, а (15) –
резервным. Через вентиль (16) к системе подключен стрелочный вакуумметр (17)
для измерения низких парциальных давлений газовых компонент. Вакуумметр ВО-
1227, класса точности 0,25 позволял измерять давления от 2 мм рт.ст. до
атмосферного. Для измерения давлений, больших 1 атм., служил манометр (18).
Через вентиль (19) и газопровод (20) компоненты рабочей смеси поступают в
камеру лазера. Давление рабочей смеси контролируется манометром (21).
Манометры МО-11202, класса точности 0,4, позволяли измерять абсолютное
давление от 1 атм. до 5 атм. При используемых рабочих давлениях (2-4 атм.)
погрешность измерений составляла менее 1%.
Методика приготовления рабочей смеси заключается в следующем. При открытых
вентилях (3), (7), (16) и (19) насос (1) откачивает камеру лазера до давления
~10-2 мм рт.ст. Для обеспечения более высокого вакуума, например,
при обезгаживании лазерной камеры, включался насос (2), открывался вентиль (4),
а вентиль (3) закрывался. При достижении необходимого разрежения вентилем (7)
отключалась вакуумная система от системы газонаполнения, выключались насосы, и
начиналось приготовление рабочей смеси. Первой напускают ту компоненту, которая
имеет наименьшее парциальное давление. Дальше напуск газов осуществляется в
очередности возрастания парциального давления компонент. Низкие парциальные
давления измеряются вакуумметром (17). Поскольку в смеси используется давление
хлористого водорода ~1 мм рт.ст., то для повышения точности измерений
использовался не чистый HCl, а его смесь с гелием в соотношении 1:19, которая
предварительно приготавливалась. Перед напуском буферного газа (гелий, неон,
аргон) вентиль (16) закрывался и вакуумметр (17) отключался от системы. В
экспериментах, использовались газы следующей степени чистоты: Хе – 99,9987%,
HCl – 99,4%, Ar – 99,98%, Ne – 99,99%, He – 99,99%.
Источник ИВН обеспечивает на выходе регулируемое постоянное напряжение до 50 кВ
и максимальный ток 20 мА. Контроль высокого напряжения осуществлялся
киловольтметром класса точности 1,5. При используемых рабочих напряжениях 30-40
кВ, ошибка составляла около 2%.
Система управления лазером содержит генераторы Г1 и Г2, и блоки поджигов
разрядников РУ1 и РУ – БП1 и БП2 соответственно (см. рис1.3 и 1.4.). В
качестве Г1 и Г2 использовались генераторы Г5-54 или их аналоги. Блоки
поджига разрядников формируют импульсы высокого напряжения амплитудой 40 кВ,
длительностью 30 нс и фронтом нарастания ~10 нс.
Описанный выше лазер работает следующим образом. Предварительно лазерная камера
вакуумируется, после чего приготавливается рабочая смесь. От источника высокого
напряжения через зарядные резисторы R1 и R2 заряжаются
накопительные емкости С1 и С2 (или С1), а
через R3 и R4 – емкость Спр. Генератор
импульсов Г1 запускает блок поджига БП1. Синхроимпульсом запускается генератор
Г2, который через регулируемую задержку запускает блок поджига БП2, и
осциллограф 6ЛОР-04. БП1 поджигает разрядник в контуре возбуждения
предыонизации РУ1 и емкость Спр разряжается на промежуток
катод-электрод предыонизации. Блок БГ2 запускает разрядник системы возбуждения
основного разряда РУ. Введение задержки между запуском БП1 и БП2 позволяет
осуществить предыонизацию активной среды до начала основного разряда. После
срабатывания РУ (в случае LC-контура) емкость С1 через L1 
заряжает С0. После пробоя межэлектродного промежутка, С0 
через L0, а С1 через L0 + L1 
разряжаются на него. В случае LC-инвертора после срабатывания РУ на емкости С
2 происходит инверсия напряжения, емкости С1 и С2 
включаются последовательно, напряжение на них удваивается. Дальнейшие процессы
аналогичны условиям работы LC-контура.
В работе осуществлялась одновременная регистрация энергии, длительности и формы
импульса генерации, временного поведения разрядного тока и напряжения,
спектрального состава излучения. Излучение лазера с помощью двух кварцевых
пластинок делилось на три пучка (рис. 2.). Основной пучок, содержащий
85% энергии генерации направлялся в калориметр ИМО-2Н. Так как сечение
лазерного пучка (3,5 х 2) см2 было больше диаметра входного окна
ИМО-2Н, то лазерный пучок подфокусировался кварцевой линзой (Л) с фокусным
расстоянием 600 мм. В некоторых экспериментах регистрировалось распределение
энергии по сечению пучка генерации и суммированием определялась полная энергия
излучения. Для контроля калориметров ИМО-2Н применялось образцовое средство
измерения энергии и мощности ОСИЭМ. Измерение энергии генерации проводилось
путем усреднения 10 экспериментальных значений. Для исключения ошибок каждая
серия повторялась дважды. Во избежание старения рабочей смеси эксперименты
проводились с ограниченным числом импульсов генерации, после чего смесь
менялась. Второй пучок, отделенный кварцевой пластинкой (П1), направлялся в
спектрограф СТЭ-1. Третий пучок, от кварцевой пластинки (П2),
попадал на вакуумный фотодиод ФЭК-22 СПУ, сигнал с которого подавался на
осциллограф. Перед фотодиодом устанавливались ослабители (О). Измерение
электрических и оптических сигналов производилось шестилучевым осциллографом
6ЛОР-04. Он позволял одновременно регистрировать до шести однократных
быстропротекающих процессов с их взаимной временной привязкой. Погрешность
осциллографа как по оси времени, так и по оси процесса составляла ±5% на
диапазон. Большинство измерений было произведено при развертках 250 нс и 500
нс, при этом погрешность составляла ±12,5 нс и ±25 нс соответственно.
Напряжение на обострительной емкости регистрировалось с помощью резистивного
делителя, содержащего высоковольтное R5 и измерительное R6 
плечо (см. рис.1.). Измерительное плечо равнялось 75 Ом. Высоковольтное плечо
выбиралось таким, чтобы амплитуда исследуемого сигнала, поступающего на
отклоняющие пластины осциллографа, соответствовала диапазону линейного
изменения чувствительности.
Измерения разрядного тока проводились в основном поясом Роговского, хотя
применялись в отдельных случаях и шунты. Пояс Роговского представлял собой
торроидальную катушку внешним диаметром 40 мм и внутренним 6 мм,
калиброванную на образцовом разрядном контуре. Пояс располагался на одном из
вводов излучателя у заземленной шины.
Разработанная экспериментальная установка, позволяла проводить исследование
систем возбуждения и предыонизации эксимерных лазеров и их макетирование,
оптимизацию их параметров и поиск эффективных режимов возбуждения, а также
исследовать влияние компонентного состава активной среды и ее давления на
выходные характеристики генерации. Используемый в установке макет эксимерного
лазера, благодаря секционированию элементов, позволял производить оперативную
смену типа системы возбуждения и регулировку их параметров, изменять условия
и режимы коммутации, управлять задержкой между основным разрядом и
предыонизацией. Это позволило провести сравнительные исследования влияния
различных факторов на работу эксимерных лазеров при одинаковых условиях.
Следует отметить, что система регистрации, созданная для исследования
описанного выше макета электроразрядного эксимерного лазера, является
универсальной. Она использовалась для работы с рядом других макетов и
экспериментальных образцов электроразрядных эксимерных лазеров. Причем это
осуществлялось путем простого переключения датчиков системы регистрации на
исследуемый объект. Обработка результатов исследований осуществлялась с
использованием компьютеров.
Эксперименты, результаты которых представлены ниже, проведены на рабочей смеси
Nе:Хе:НС1 (3040:15:1) при давлении 4 атм и зарядном напряжении Uо =
34 кВ. Состав рабочей смеси и ее давление были выбраны после предварительной
оптимизации.
        1.1.3. Исследование влияния типа предыонизации активной среды        
на генерационные характеристики ХеС1-лазера
         1.1.3.1. Предыонизация с отдельным контуром возбуждения         
В настоящем разделе представлены результаты исследования влияния задержки
между основным разрядом и разрядом предыонизации на энергию генерации мощного
XeCl-лазера, а также результаты оптимизации параметров контуров возбуждения
разряда с емкостной и искровой предыонизацией.
В лазерах на галогенидах инертных газов предыонизация разрядом, ограниченным
диэлектриком, имеет потенциальные преимущества, поскольку по сравнению с
предыонизацией искрой или скользящим разрядом, она в меньшей степени
разлагает активную смесь и тем самым продлевает срок ее службы [10]. Кроме
того, обеспечивается более однородная подсветка УФ-излучением основного
разрядного промежутка по сравнению с искровой предыонизацией. Однако меньшая
по сравнению с сильноточной искрой эффективность образования УФ-излучения и
ограниченный ресурс работы диэлектрика, сдерживают широкое применение этого
вида предыонизации. Это приводит к тому, что в большинстве электроразрядных
эксимерных лазеров, выпускаемых серийно, применяется, как правило, искровая
предыонизация. Таким образом, увеличение эффективности и ресурса работы
предыонизации за счет разряда, ограниченного поверхностью диэлектрика,
является актуальной задачей при разработке и создании мощных электроразрядных
эксимерных лазеров.
На рис.4,а представлены типичные осциллограммы тока разряда емкостной
предыонизации (1) напряжения на обострительной емкости С0 (2), тока
основного разряда (3) и импульса генерации (4) с взаимной временной привязкой.
Анализ осциллограмм тока в цепи предыонизации показывает, что разряд Спр 
на емкость, образованную диэлектриком на поверхности ЭП -   Сд через
разрядный промежуток сетчатый катод-поверхность пленки ЭП  носит колебательный
характер с периодом Т~ 
~ 70 нс. Это указывает на то, что активное сопротивление разрядного контура L
прCпр значительно меньше волнового сопротивления. При таком
режиме ввода энергии максимальная амплитуда напряжения Uд,
возникающего на диэлектрике электрода предыонизации, близка к удвоенному
зарядному напряжению на Спр, что накладывает жесткие требования на
                              материал диэлектрика.                              
На рис.4,б приведены зависимости энергии генерации XeCl-лазера от величины
задержки между началом основного разряда и началом разряда предыонизации. Кр. 1
соответствует резонатору с зеркалом с А1 покрытием, а кр. 2 – с многослойным
диэлектрическим (Rотр ~100%) и были получены на системе возбуждения
типа LC-инвертор (рис.1б). Кр.3 соответствует системе возбуждения типа
LC-контур (рис.1а).  Параметры контура возбуждения предыонизации: Lпр 
= 50 нГн, Спр = 6 нФ. Как видно оптимальная задержка начала
тока основного разряда составляет ~100 нс. Ее уменьшение приводит к резкому
снижению эффективности генерации и значительному росту неоднородности разряда.
При малых задержках концентрация свободных электронов в межэлектродном
промежутке к моменту начала основного разряда мала, что является причиной
неоднородного разряда, низкой энергии генерации и ее нестабильности. Увеличение
задержки выше оптимального значения, также сопровождается резким снижением
энергии генерации, что обусловлено следующими процессами. Во-первых,
предыонизация осуществляется наиболее жесткой составляющей излучения емкостного
разряда, которая обладает относительно высокой интенсивностью в течение первых
100-150 нс, т.е. на стадии формирования и развития разряда. Во-вторых, поток
проникающих электронов генерируется при наличии высокой напряженности
электрического поля, которая существует только на стадии формирования разряда
предыонизации. В третьих, разряд предыонизации существует до тех пор, пока
потенциалы на поверхности пленки и на Спр не сравняются. Из
осциллограмм (рис.4,а) следует, что через ~ 0,5 мкс потенциалы Спр и
поверхности пленки выравниваются и разряд фактически прекращается. В четвертых,
происходит уменьшение концентрации электронов из-за рекомбинации и прилипания.
Все дальнейшие эксперименты проводились только  с использованием LC-инвертора.
На рис.2,в представлены зависимости энергии генерации XeCl-лазера от величины
задержки начала тока основного разряда относительно начала тока разряда
емкостной предыонизации при различном содержании активных компонент смеси.
Видно, что с уменьшением содержания НС1 и Хе в два раза величина оптимальной
задержки уменьшается до 60 нс. Кроме того, при задержках, больших
оптимальных, энергия генерации также выше (кр.2). Это связано с тем, что при
одинаковой интенсивности источника предыонизации необходимая концентрация
свободных электронов в активной среде с меньшим содержанием галогеноносителя
достигается раньше, так как уменьшается концентрация частиц, к которым они
прилипают.
На рис.5,а представлена зависимость выходной энергии лазера от напряжения
питания емкостной предыонизации U0. Задержка основного разряда
относительно начала предыонизации имела оптимальное значение, равное 100 нс.
При увеличении напряжения питания предыонизации от 15 до 35 кВ энергия
генерации лазера возрастает от 0,4 до 0,65 Дж. На рис.5,б приведена зависимость
энергии генерации от величины индуктивности в контуре возбуждения предыонизации
Lпр при емкости предыонизации Cпр=6,6 нФ. Видно, что
уменьшение Lпр приводит к возрастанию выходной энергии, которое
обусловлено ростом тока разряда, и сокращением фронта импульса предыонизации.
Зависимость энергии генерации лазера от величины емкости в цепи, возбуждения
предыонизации Спр при оптимальном значении Lпр = 50 нГн
приведена на рис.6,в.
Теперь рассмотрим некоторые особенности присущие емкостной предыонизации.
Уравнение для величины тока I, протекающего  в контуре предыонизации имеет
вид:
                                                 
(5)     где 2δ=Rпр/Lпр; Rпр -
сопротивление плазмы в цепи предыонизации; 
=. Это уравнение
решалось при разных начальных условиях.
1. Начальный ток I(0)=0; начальное  напряжение на диэлектрике, то есть на
емкости Сд  равно нулю, то есть UCд=0.
Тогда решение имеет вид
                                     (6)
где . Выражение (6)
хорошо иллюстрирует  зависимость энергии генерации от Cпр, Lпр 
и U0 (рис.5). После первого же импульса предыонизации диэлектрик
зарядится до напряжения UCд=U0Cпр
/(Cпр+Cд). Эти  заряды  могут стекать с диэлектрика, но
могут и оставаться на нем. Предположим, что заряды не стекли и к началу
следующего импульса предыонизации остались. Тогда решаем (5) при следующих
начальных условиях.
2. Начальный ток I(0)=0; начальное  напряжение на диэлектрике, то есть UC
д(0)= U0Cпр/(Cпр+Cд). Тогда
решение имеет вид
                                      (7)
В этом случае амплитуда тока имеет максимум при Спрд/2,
где Сд ~ 2 нФ. Так как Cпр  ~ 6 нФ, а Cд ~ 2
нФ, то  этот случай не соответствует действительности. Предположим, что с
диэлектрика стекает часть заряда. Тогда к началу следующего импульса
предыонизации на нем остается некоторое напряжение и надо решать (5) при
следующих начальных условиях.
3. Начальный ток I(0)=0; начальное  напряжение на диэлектрике, то есть UC
д(0)= KU0Cпр/(Cпр+Cд). Где К-
коэффициент меньший единицы. Тогда решение имеет вид
I=
     
                    (8)
В этом случае амплитуда тока имеет максимум при Спрд
/(3К-1). Обратим внимание на то, что амплитуда тока имеет максимум в зависимости
от  Спр лишь при значении параметра K  > 1/3. Если K  <  1/3,
то максимума нет и с ростом Спр амплитуда тока монотонно
увеличивается. В наше случае максимум энергии генерации  в зависимости от  С
пр  не наблюдался, а имела место монотонная зависимость, значит величина K
< 1/3 при интервале между импульсами генерации ~ 5 секунд. Величина K имеет
некоторое конечное значение, так как при работе с емкостной предыонизацией
часто наблюдалось резкое превышение энергии первого импульса генерации над
последующими. Кроме того регистрировалось очень сильное падение величины
энергии генерации при уменьшении интервала между импульсами до 1 с. Полученные
данные надо учитывать при оптимизации генерационных характеристик эксимерных
лазеров с емкостной предыонизацией, работающих в частотном режиме. По
осциллограмме тока предыонизации можно определить величину затухания δ,  а
по ней сопротивление плазмы в цепи предыонизации Rпр. В нашем случае
Rпр=0,2 Ом. Это соответствует концентрации электронов nе 
~ 10 14 см-3. Значит концентрация электронов в плазме
разряда предыонизации на порядок меньше, чем в цепи основного разряда.
Емкостный разряд с такими параметрами плазмы представляет сам по себе большой
интерес с точки зрения физики высокочастотных разрядов высокого  давления.
На рис.6,а представлены осциллограммы тока разряда искровой предыонизации
(1), напряжения на обострительной емкости (2), тока через разрядный
промежуток (3) и импульса генерации (4) с взаимной временной привязкой. После
срабатывания разрядника РУ1 (осц.1), УФ-излучение разряда предыонизации из-
под сетчатого катода облучает активную среду в основном разрядном промежутке.
За время задержки основного разряда происходит зарядка обострительной
емкости. После достижения пробойного напряжения в межэлектродном промежутке
формируется объемный разряд и происходит разрядка обострительной и
накопительной емкостей (осц. 3). Импульс генерации длительностью ~70 нс по
основанию наблюдается на первом пике разрядного тока (осц.4).
Зависимость энергии генерации от задержки между началом тока основного
разряда и началом импульса тока предыонизации представлена на рис.6,б.
Резонатор был образован "глухим" зеркалом с алюминиевым (кр.1) или
диэлектрическим (кр.2) покрытием и плоскопараллельной кварцевой пластиной.
Напряжение питания предыонизации изменялось от 15 до 25 кВ. Как видно,
величина задержки τ от 0 до 100 нс оказывает сильное влияние на выходную
энергию генерации. Максимальное значение энергии генерации 0,8 Дж,
соответствует τ=100-200 нс. В интервале τ=300-600нс энергия
генерации постепенно снижается. Такое поведение энергии генерации XeCl-лазера
можно объяснить следующим образом. При малых временах задержки концентрация
фотоэлектронов в основном разрядном промежутке к моменту начала основного
разряда мала, что приводит к нестабильности разряда и малой энергии
генерации. Оптимальная предыонизация среды осуществляется в течении первых
100-150 нс после пробоя разрядника РУ1, т.е. во время формирования и развития
искровых разрядов. В это время излучается жесткое УФ и мягкое рентгеновское
излучение, наблюдается наибольшее проникновение электронов сквозь сетчатый
катод в основной разрядный промежуток. Полная длительность тока предыонизации
составляла несколько микросекунд, а устойчивая генерация наблюдалась при
задержках до 700 нс. Это говорит о том, что хотя разряд предыонизации
существует длительное время, эффективная предыонизация осуществляется в
течение короткого временного промежутка. Некоторое расширение диапазона
оптимальных задержек при использовании искровой предыонизации по сравнению с
емкостной обусловлено более длительным существованием ионизирующего фактора
за счет роста тока искр.
Зависимость энергии генерации от задержки при ее значениях, больших
оптимального, можно объяснить, исходя из двух механизмов. Во-первых, по
истечении нескольких сотен наносекунд ионизирующий фактор ослабевает,
во-вторых, при таких задержках кроме ионизации среды происходят также
фотохимические реакции с участием молекул примесей, продукты которых могут
поглощать ионизирующее излучение, а также накапливаться и отрицательно влиять
на разряд, его стабильность и энергию генерации. Подтверждением данного вывода
может служить [3], в которой предварительное облучение активной среды
XeCl-лазера осуществляется излучением другого XeCl-лазера. Показано, что при
задержках основного разряда в диапазоне 100-150 нс относительно разряда
предыонизации происходит нейтрализация частиц, обладающих сильным поглощением
генерируемого излучения. Наличие поглощающих примесей в виде ионов  
и радикалов OH- обнаружено в активной среде лазера методом
флуоресцентной спектроскопии [11].
На рис 6,в представлены зависимости энергии генерации от задержки между
началом тока разряда искровой предыонизации и началом тока основного разряда
при различных напряжениях питания. При постоянном напряжении питания
предыонизации (15 кВ) кр. 1 соответствует зарядному напряжению в цепи
возбуждения основного разряда 26 кВ, а кр. 2 и 3 – 30 и 34 кВ соответственно.
Как видно, с увеличением зарядного напряжения энергия генерации возрастает,
но оптимальная величина τ = 100-200 нс сохраняется. Также несколько
расширяется область оптимальных задержек.     Таким образом, в результате
проведенных исследований определена величина оптимальных задержек между
началом разряда предыонизации и основным разрядом. Наиболее интенсивное
ионизирующее действие емкостной предыонизации существует в течение первых ~
200 нс, а искровой в течение  ~ 250 нс после ее начала.
             1.1.3.2. Автоматическая емкостная предыонизация             
В ряде случаев в серийных лазерах для простоты работы используют совмещенные
системы питания предыонизации и основного разряда [10].
Изменим схему питания на рис.1. Рассмотрим питание предыонизации, когда электрод
предыонизации присоединен непосредственно к аноду через индуктивность Lпр
. В этом случае предыонизация у нас будет осуществляться автоматически при
подаче импульса напряжения на основные электроды лазера. До пробоя основного
разрядного промежутка напряжение на электродах лазера равно напряжению на
 обострительной емкости С0, то есть равно напряжению холостого хода. 
          U=U0(1-cos wt)                                          (9)
где w - частота напряжения холостого хода. При этом мы считаем, что Сд 
<< C0 . В этом случае ток протекающий через электрод
предыонизации удовлетворяет следующему уравнению
                                                                     (10)
где δ=Rпр/2Lпр ; ω02 =1/L
прCд. Решение уравнения (10) при нулевых начальных условиях
имеет вид
     
     
           (11)
где A амплитуда колебаний, а  γ фаза, которые определяются из
                                                                (12)
                                                                                                  
(13)
Из выражения (12) видно, что зависимость амплитуды А от частоты ω имеет
резонансный характер, причем максимум амплитуды достигается при ω=ω
0 (если считать, что ω0 фиксирована и параметры цепи
предыонизации постоянны). В случае фиксированной частоты ω максимум
амплитуды А также имеет место при ω0=ω (в этом случае для
получения резонанса меняются параметры контура предыонизации).
В случае ω0=ω выражение (11) для зависимости тока от
времени упрощается и ток равен
                                                                                  
(14)
При получении этого выражения мы пренебрегли затуханием (δ <<
ω), что выполнялось для системы возбуждения лазера. Подчеркнем, что (14)
описывает величину тока при переходном процессе, а не в установившемся режиме.
Так что резонанс имеет место, именно для амплитуды переходного процесса. Если
взять выражение (6) для величины тока емкостной предыонизации с независимым
возбуждением, то оно может быть представлено в виде
                                                                                   
(15)
где ω0 собственная частота контура предыонизации. Таким образом
из сравнения выражений (14) и (15) можно сделать следующие выводы. Если контур
автоматической предыонизации настроен в резонанс с внешним напряжением, то
амплитуда тока в два раза меньше амплитуды тока контура предыонизации с
независимым возбуждением (при одинаковых ω0 и Lпр).
Кроме того в системе с автоматической предыонизацией трудно уменьшать величину
индуктивности контура Lпр. В случае, если автоматическая система
предыонизации не настроена в резонанс, ее эффективность резко падает. Задержка
тока основного разряда относительно тока предыонизации является нерегулируемой
величиной, а целиком определяется системой возбуждения. Кроме того, если
величина обострительной емкости С0 сопоставима с накопительными, то
изменение С0 будет влиять на ток предыонизации. При этом напряжение
на С0 в этом случае, будет иметь две составляющие с разными
частотами, соотношения амплитуд которых зависит от параметров системы
возбуждения (мы рассматриваем LC-инвертор). Резонанс можно достигать только на
одной частоте.
                             1.1.3.3. Выводы                             
Таким образом в настоящей работе проведен сравнительный анализ предыонизации
активной смеси и оптимизация параметров контуров возбуждения емкостной и
искровой предыонизации у LC-инвертора.
Установлено, что максимальная энергия генерации ХеС1-лазера достигается при
величине задержки начала основного разряда относительно начала разряда
емкостной предыонизации 100-150 нс, а искровой - 150-250 нс. Снижение
концентрации галогеноносителя в пределах исследованного диапазона рабочих
давлений смеси приводит к уменьшению величины оптимальной задержки и
расширяет ее диапазон.
Показано, что емкостная предыонизация активной среды ХеС1-лазера по сравнению
с искровой  обеспечивает большую эффективность генерации при меньших
энергозатратах.
При изучении емкостной предыонизации с автоматическим возбуждением
установлено, что для оптимальной работы необходимо совпадение собственной
частоты контура предыонизации с частотой внешнего напряжения. При этом
амплитуда тока переходного процесса в контуре максимальна.
       1.2. Системы возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров       
              1.2.1. Общая характеристика систем возбуждения              
Для многих практических применений эксимерных лазеров важнейшее значение
имеют такие характеристики как энергия, мощность, длительность и форма
импульса генерации, расходимость и однородность пространственного
распределения энергии. Они зависят от целого ряда факторов, однако
определяющую роль играет система возбуждения активной среды, обеспечивающая
однородность энерговклада и формирование его квазистационарной стадии.
Существование квазистационарной стадии объемного разряда обусловлено, в
основном, двумя факторами: диссоциативным прилипанием электронов к
галогеноносителю и зависимостью констант скоростей реакций возбуждения и
ионизации инертного газа от параметра E/N, определяющего образование
электронов в разряде. При этом уравнение непрерывности для электронов разряда
[12] имеет вид
     ,                        (16)
где ne–плотность электронов, t– время, x– расстояние от катода.
измеряемое в направлении приложенного однородного электрического поля, W–
скорость дрейфа электронов, а  
и – соответственно
коэффициенты ударной ионизации и прилипания электронов. Из уравнения (16)
следует, что пространственно однородный стационарный заряд может существовать
при . Действующее
значение отношения (E/N)* при котором  
было получено теоретически, путем численного решения уравнения Больцмана и
нахождения распределения электронов по энергиям. Для смесей лазеров на
галогенидах инертных газов типичное расчетное значение E/N=10-16-10
-17 В∙см2, что хорошо согласуется с экспериментом. Ток в
стационарном режиме разряда
                                                      (17)
где U– выходное напряжение, а Z0– характеристический импеданс источника.
В однородном разряде ток и плотность электронов связаны соотношением
                                                      (18)
где S– площадь поперечного сечения разряда, e – заряд электрона и W*–
скорость дрейфа электронов при E/N=(E/N*). Отсюда
                    (19)
В случае когда к межэлектродному промежутку прикладывается импульс высокого
напряжения, между электродами возникнет электрическое поле, ускоряющее
свободные электроны, созданные источником предыонизации. При этом, если
величина E/N больше, чем (E/N)*, плотность электронов увеличивается.
Формирование электронной лавины приводит к росту плотности электронов от ее
начального уровня, созданного источником предыонизации (обычно 106
-108 см-3), до значений 1013-1016 см
-3, которые существуют в течение времени горения импульсного тлеющего
разряда. Нарастание тока прекращается, когда величина E/N в разряде уменьшается
до величины (E/N)*, после чего разряд переходит в стационарную
стадию.
Системы возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров, использующие
сосредоточенные емкости, можно классифицировать на выполненные по типу
LC-контура или LC-инвертора. В равной мере оба типа систем возбуждения
используются не только в лабораторных лазерах, но и в серийно выпускаемых за
рубежом. Вместе с тем они имеют и существенные отличия. Системы возбуждения на
основе LC-контура позволяют получать энергии генерации ³1 Дж, а при
импульсной зарядке накопительной емкости до 20 Дж [13], формировать длинные
импульсы генерации, успешно управлять их формой и длительностью [14], иметь
высокую генерационную эффективность [15]. Однако такие требования к LC-контуру
как минимальная индуктивность, использование специальных конденсаторов и
низкоимпедансных коммутаторов ограничивает их применение, особенно когда
необходимы высокие мощности генерации (>50 МВт) и большая частота повторения
импульсов. В таких случаях чаще всего используются системы возбуждения на
основе LC-инвертора. Во-первых, у них снижены требования к коммутатору и
индуктивности в его цепи [16] и во-вторых, они позволяют вдвое увеличить
напряжение, прикладываемое к лазерным электродам.
Ниже в разделе 1.2.2 приведены результаты исследования выходных характеристик
генерации XeCl-лазера с возбуждением только LC-контуром, (хотя был частично
исследован и  LC-инвертор [17-20]) при изменении его параметров в широком
диапазоне [21-25]. Эти исследования позволяют определить оптимальные
параметры системы возбуждения для достижения максимальной энергии, мощности и
КПД генерации, получения гладкого временного профиля импульса, а также
сформулировать критерии, по которым можно целенаправленно управлять
характеристиками генерации эксимерных лазеров.
1.2.2 Влияние параметров LC-контура на
энергию генерации ХеС1-лазера.
Применению LC-контура в качестве системы возбуждения эксимерных лазеров посвящен
ряд работ [26-32]. В [28] исследовано влияние на энергию генерации отдельных
параметров разрядного контура. В [29] – проведена оптимизация схемы
возбуждения, изучено влияние индуктивности контура на энергию генерации и
исследована зависимость выходной энергии и полной эффективности ХеСl-лазера от
отношения накопительной к обострительной ёмкостей С01.
В работах [30,31] приведены результаты исследования влияния величины
обострительной емкости на выходную энергию и КПД ХеСl лазера. Показано, что
существует оптимальное значение обострительной емкости, при которой выходная
энергия максимальна. Однако если в [30] энергия генерации имеет максимальное
значение при С0~0,2С1, то в [31] при С0~0,5 С
1.
В [33] показано, что энергия генерации максимальна при соотношении С01~0,6, причем максимальная эффективность в этом случае достигается
при минимальном напряжении.
В [32] эксперименты проводились при трех значениях С1 и изменении С
0 в пределах 0,1С1-0,7С1.Найдено, что для всех
значений С1 оптимальное отношение С01 лежит
в диапазоне 0,3-0,5.
Из анализа публикаций следует, что оптимальное соотношение обострительной и
накопительной емкостей лежит в диапазоне 0,2-0,6. Обращает на себя внимание
столь большое различие полученных разными авторами оптимальных значений
отношения С01. Это может быть связано с тем, что данное
соотношение зависит от индуктивности L1, через которую происходит
зарядка C0 от С1, а также потерь при коммутации,
прикладываемого напряжения. Максимальное напряжение, до которого заряжается С
0 от С1 при изменении С0 от 0,1С1 до С
1, может линейно изменяться от ~2U0 до ~U0, где U
0-начальное зарядное напряжение на С1. С изменением величины С
0 изменяется также напряжение, прикладываемое к лазерным электродам, и
соответственно энерговклад в активную среду. Поэтому для каждого конкретного
случая необходимо определять оптимальные значения давления смеси, зарядного
напряжения, величины С1, С0, L1 и L0
.
Описанная ситуация имеет место при большом значении L1. При величине
L1, сравнимой с L0, положение, вероятно, изменится,
поэтому представлялось целесообразным изучить работу LC-контура с
обострительной емкостью при L1<10L0 (L0
~3нГн). В большинстве случаев уменьшение L1 ниже 10L0 
связано со значительными конструктивными трудностями, поэтому этот диапазон
изменений L1 был практически не исследован.
Как система возбуждения лазера, LC-контур содержит накопительную емкость С1 
и последовательно включенную с ней через индуктивность L1 
обострительную емкость C0 (см. рис.7,а). Так как С1 
перезаряжается на С0 через коммутатор, который обладает активным
сопротивлением, сравнимым с сопротивлением плазмы в межэлектродном промежутке,
то на нем теряется значительная часть энергии, запасенной в С1.
Следовательно, одним из путей увеличения эффективности и выходной энергии
генерации является уменьшение потерь на коммутаторе. С целью выяснения влияния
сопротивления коммутатора на энергию генерации лазера исследовалась ее
зависимость от числа параллельно включенных разрядников РУ-65. Исследования
проводились на смеси НСl:Хе:Ne–1:15:1960, при общем давлении 2,6 атм. и
зарядном напряжении до 40 кВ. Величины накопительной и обострительной емкостей
были равны 70 нФ. Индуктивность L1 в этой серии экспериментов была
постоянной и равнялась ~35нГн, что достигается сменой токоведущих шин.
Зависимость энергии генерации от числа параллельно включенных коммутаторов
представлена на рис.8. Из рисунка видно, энергия генерации лазера при замене
одного разрядника на шесть возросла в 2 раза, при неизменной величине остальных
параметров системы возбуждения и предыонизации. Следовательно, данный прирост
энергии генерации обусловлен только фактом уменьшения коммутационных потерь.
Поэтому, все дальнейшие исследования были проведены при использовании шести
параллельно включенных разрядников.
На рис.9 представлены зависимости энергии генерации ХеСl - лазера от величины
индуктивности L1. Состав активной смеси и ее давление
соответствовали оптимальным значениям, полученным в [34]. Задержка начала тока
основного разряда относительно начала импульса предыонизации соответствовала
оптимальной и составляла ~100 нс. Результаты, представленные на рисунке
получены при значениях величины С1=300 нФ – (а), 225 нФ – (б), 150
нФ – (в) и 75 нФ – (г). На всех четырех рисунках кр. 1 соответствует С0
=3,6 нФ, кр. 2 – 25 нФ, кр. 3 – 52 нФ и кр. 4 – 70 нФ. Из представленных
графиков видно, что при величине обострительной емкости С0 в
несколько нанофорад (кр.1) увеличение индуктивности L1 от 11 нГн до
33 нГн приводит к уменьшению энергии генерации лазера примерно вдвое во всех
четырех случаях. Такое же поведение обнаруживает и зависимость Eген 
от индуктивности L1 при величине С0=25 нФ (кр.2). Однако
ход кривых изменяется при С0 =52 нФ. Если при С1=300,225
и 150 нФ с ростом индуктивности L1 энергия генерации уменьшается, то
при С1=75 нФ с ростом L1 она возрастает (см. рис.9,г.
кр.3). Дальнейшее увеличение С0 существенно изменяет ход
зависимостей Eген от индуктивности L1. При Со
=70 нФ и С1=300 и 225 нФ энергия генерации лазера практически не
зависит от индуктивности L1,а при С1=150 и 75 нФ она
возрастает с ростом L1, причем значительно (рис.7 г, кр. 4).
На рис.10 представлены зависимости энергии генерации ХеСl-лазера от величины
обострительной емкости С0 при изменении величины индуктивности в
контуре перезарядки L1=11 нГн (а), 23 нГн (б), 33нГн (в). Кривая 1
соответствует С1=300 нФ, 2 – 225 нФ, 3 – 150 нФ и 4 – 75 нФ. Из
рис.10,а видно, что энергия генерации лазера с ростом С0 от 3,6 нФ
до 70 нФ при минимально возможном значении L1=11 нГн плавно
уменьшается при всех значениях С1. Иное поведение кривых наблюдается
при L1=23 нГн (б) и 33 нГн (в). Уменьшение энергии генерации
происходит только до значений С0~30-40 нФ, после чего она
возрастает.
С целью обобщения полученных результатов и более наглядного представления
влияния различных параметров LC-контура на генерационные характеристики ХеСl-
лазера на рис.11 представлены объемные поверхности, иллюстрирующие
одновременную зависимость Еген от изменения индуктивности L1 
и обострительной емкости С0 при значениях накопительной емкости С
1=300 нФ (а) и С1=75 нФ (б). На данных поверхностях можно
проследить все описанные ранее закономерности.
На рис.12 приведены осциллограммы импульсов напряжения на обострительной емкости
(1), разрядного тока (2) и импульса генерации (3) при С1=300 нФ, L
1=11 нГн. Состав и давление смеси, а также зарядное напряжение – прежние.
Из рисунка видно, что рост С0 существенным образом влияет на
напряжение, ток разряда и импульс генерации. Возрастание С0 приводит
к увеличению колебательной структуры импульсов.
Проанализируем полученные результаты. Существующие способы предыонизации
активной среды эксимерных лазеров позволяют получать начальную концентрацию
электронов до 1010см-3, при их плотности в момент начала
генерации ~1015-1016см-3 [35]. Это значит, в
разряде существует стадия его формирования, в течение которой концентрация
электронов возрастает на несколько порядков. В течение этой стадии,
преимущественно за счет прямой ионизации, в условиях высокой напряженности
электрического поля в межэлектродном промежутке, происходит экспоненциальный
рост концентрации электронов. При этом, как показано в [26], время поддержания
высокой напряженности электрического поля должно быть ограничено 10-20
наносекундами. Его затягивание приводит к “взрывному” росту концентрации
электронов за счет ступенчатой ионизации и быстрому контрагированию разряда. По
этой причине у большинства эксимерных лазеров длительность фазы объемного
однородного разряда, а, следовательно, и импульса генерации составляет 30-60
нс. Для того, чтобы продлить существование однородного объемного разряда
необходимо разделить его возбуждение на две стадии: стадию формирования и
стадию энерговклада в разряд, на которой необходимо принять меры,
препятствующие развитию ступенчатой ионизации и росту концентрации электронов.
Это можно сделать, как показано в [36,37], путем значительного уменьшения
напряженности электрического поля на стадии энерговклада, т.е. уменьшения E/N
до значения (E/N)*. В работе [38] формирование разряда
осуществлялось с помощью высоковольтного предымпульса, а энерговклад в него
производился от низкоомной формирующей линии с пониженным напряжением. Была
достигнута энергия генерации 4,2 Дж при КПД~4,2%. Уменьшение напряженности
электрического поля можно достичь путем последовательного включения
стабилизирующих элементов (балластных резисторов, нелинейных индуктивностей), а
также созданием систем возбуждения с изменяющимся во времени по определенному
закону импульсом напряжения.
При малых величинах обострительной емкости С0 (см. рис.12) основная
её функция состоит в формировании объемного разряда. За время ~40 нс она
заряжается от накопительной емкости С1 до напряжения порядка
двойного зарядного, а затем разряжается на межэлектродный промежуток за время
~20 нс. При столь высоком перенапряжении (>70 кВ /3,5 см·4 атм.) и крутом
фронте импульса возбуждения формируется однородный объемный разряд. Сама
обострительная емкость С0 разряжается на стадии пробоя, когда
сопротивление разрядной плазмы достаточно высоко. Основной энерговклад в разряд
в этом случае осуществляется от накопительной емкости С1. На
осциллограммах напряжения, на обострительной емкости (1) и тока разряда (2)
видна незначительная колебательная структура, обусловленная наличием С0
, однако на импульсе генерации она не сказывается. Аналогичная структура
импульса разрядного тока наблюдалась в работе [39] при подключении к лазерным
электродам обострительных конденсаторов величиной~1 нФ и возбуждении разряда с
помощью формирующей линии.
Уменьшение С0 до нескольких нанофарад позволило разделить во времени
формирование разряда и его возбуждение. Этот эффект достигнут благодаря тому,
что разрядка С0 осуществляется при напряжении в ~2 раза большем, чем
напряжение на С1 и длится ~20 нс, а разрядка С1 
фактически начинается после того, как С0 разрядилась. Уменьшение L
1 до 11 нГн позволило осуществить возбуждение активной среды
непосредственно от накопительной емкости С1 импульсом длительностью
~240 нс, причем первые 200 нс разряд был однородным (см. рис.12,а) Это
подтверждается длительностью импульса генерации, которая равнялась ~170 нс.
С увеличением обострительной емкости С0 ее роль изменяется. Наряду с
формированием разряда она осуществляет и энерговклад в разряд. Мощность
которого сравнима с мощностью энерговклада от С1. Кроме того, так
как волновое сопротивление контура L0С0 превышает
активное сопротивление плазмы в межэлектродном промежутке, то разряд С0 
имеет колебательный характер. Так как L0С0<(L1
+L01, то наложение токов разряда обострительной и
накопительной емкостей приводит к колебательному суммарному энерговкладу. При С
0=15 нФ на импульсе тока от С1 видна колебательная структура, а
при С0=37 нФ наблюдается явный колебательный разряд (см. рис.12,б и
в). Колебательный характер энерговклада отрицательно сказывается на
однородности и длительности объемной стадии разряда.
Для описания данного нестационарного разряда могут быть использованы формулы
(16-19), но только до момента времени, когда ток достигает максимальной
величины [12]. При колебательном характере импульса тока напряжение возрастает
от нуля до некоторого максимального значения. В этом случае  
и при  
быстрое падение разрядного напряжения связано с влиянием собственной
индуктивности разряда, приводящей к неустойчивости и его контрагированию.
Рассмотренные выше процессы объясняют падение энергии генерации ХеСl- лазера с
ростом величины обострительной емкости до ~30 нФ. Максимальная энергия
генерации достигается при минимальных С0 и L1. При С
0>15 нФ колебательный энерговклад отражается на импульсах генерации.
При С0>30 нФ изменяется режим возбуждения разряда. Мощность
энерговклада в течение первого импульса разрядного тока значительно возрастает
(см. рис.12, в и г). Этот рост обусловлен разрядом обострительной емкости, в
которую, за время задержки разряда в межэлектродном промежутке, переходит
значительная доля энергии, запасенной в С1. Генерация или срывается
после первого импульса тока разряда или на втором импульсе возбуждения
интенсивность ее значительно ниже (см. рис.12,г). Таким образом, рост энергии
генерации с увеличением С0 при L1=23 и 33 нГн (см.
рис.12,б,в) происходит благодаря росту мощности энерговклада в течение первого
импульса тока разряда. Отсутствие роста энергии генерации с увеличением С0 
при L1=11нГн (рис.10, а) можно объяснить следующим образом. При L
1=11 нГн время зарядки С0 от С1 сравнимо с временем
разряда С0 на межэлектродный промежуток. После пробоя
межэлектродного промежутка при напряжении на С0, близком к
максимальному, Со разряжается как на него, так и обратно на С1
. Этот процесс приводит к уменьшению энерговклада во время первого импульса
разрядного тока и отсутствию роста энергии генерации. При С1=300 и
225 нФ выходная энергия при одной и той же величине обострительной емкости все
же больше при L1=11 нГн, чем при L1=23 и 33 нГн,
вследствие большей мощности энерговклада от накопительной емкости. При С1
=75 нФ и L1=23 и 33 нГн энергия генерации значительно больше, чем при
L1=11 нГн вследствие уменьшения энерговклада от С1 и
обратной переразрядки на нее С0 (см. рис.11,б).
На рис.13 представлены зависимости энергии генерации ХеСl- лазера от величины
накопительной емкости С1 при L1=11 нГн и C0
=3,6 нФ (кр. 1), 25 нФ (кр. 2), 70 нФ (кр. 3), без C0–кр. 4.
Использовалась рабочая смесь того же состава при общем давлении 4 атм. и
зарядном напряжении 40 кВ. Как видно, с увеличением С1 выходная
энергия лазера возрастает и имеет тенденцию к насыщению при всех значениях С
0 (кр. 1-3). Аналогичные зависимости были получены при L1
=23нГн, однако энергия генерации в этом случае была в 1,5 раза меньше. Такое
поведение кривых связано в первую очередь с конечной длительностью однородного
объемного разряда. Как только длительность объемной стадии разряда становиться
меньше времени разряда накопительных емкостей, крутизна кривых уменьшается, так
как не вся запасенная энергия идет на полезный энерговклад. Дальнейший слабый
рост энергии генерации обусловлен возрастанием мощности энерговклада за счет
увеличения С1.
Исследовалась также зависимость работы лазера от величины зарядного напряжения
при L1=11 нГн, С1=300 нФ и С0=3,6 нФ (кр.1),
25 нФ (кр.2), 37 нФ (кр.3), 70 нФ (кр.4), без С0 (кр.5) (см.
рис.14). Во всех случаях наблюдается рост энергии генерации ХеС1-лазера с
возрастанием U0. Причем максимальная энергия генерации – 1,7 Дж (кр.
1) достигается при минимальном значении обострительной емкости С0
=3,6 нФ. Без обострительной ёмкости эффективность генерации значительно меньше
(кр.5).
Таким образом, в результате проведенных исследований показано, что уменьшение
обострительной емкости С0 до значений (0,01-0,02) С1, при
одновременном уменьшении индуктивности L1 в цепи зарядки С0 
от С1 до минимально возможной величины, позволяет сформировать для
возбуждения активной среды лазера сдвоенный импульс: короткий высоковольтный
(~2U0) для формирования разряда и длинный (~U0) для
энерговклада в него, получать с применением емкостной предыонизации однородный
объемный разряд длительностью ~200 нс и увеличить энергию генерации лазера в
1,5-2 раза.
Анализ публикаций последнего времени показывает, что полученные результаты
имеют практическую реализацию в мощных электроразрядных эксимерных лазерах,
где энергия генерации ≥10 Дж и КПД ~ 4% достигается при возбуждении
лазера сдвоенным разрядом [15,40-42].
         1.3. Система возбуждения широкоапертурного XeCl-лазера          
              1.3.1. Описание экспериментальной установки.               
Конструкция лазерной камеры и электрическая схема системы возбуждения лазера
[43] представлена на рис.15. Лазерный излучатель 5 изготовлен из
фторопластовой трубы с внутренним диаметром 180 мм и толщиной стенок 10 мм.
Оба конца трубы снабжены герметичными фланцами из нержавеющей стали, на
которых расположены зеркало с Al-покрытием и кварцевая пластина, образующие
лазерный резонатор. Внутри лазерного излучателя находятся два основных
электрода 1 и 2. Эти электроды идентичны, изготовлены из нержавеющей стали и
перфорированы с прозрачностью 50%. Для предыонизации активной среды в
межэлектродном промежутке используется УФ-излучение разряда, ограниченного
поверхностью диэлектрика. Для этого служат одинаковые электроды 3 и 4,
изготовленные из металла и покрытые восемью слоями лавсановой пленки толщиной
50 мкм каждый.
Эквивалентная схема системы возбуждения состоит из двух последовательно
соединенных LC-контуров. Первый контур содержит конденсатор С11 и
разрядник РУ1, а второй контур - конденсатор С12 и разрядник РУ2.
Емкости контуров заряжаются от разнополярного источника питания соответственно
до напряжений (+U0) и (-U0) через балластные
сопротивления R1 и R2. При этом величина накопительных
емкостей составляет С11 = С12 = 300 нФ, а величина
обострительной емкости С2 = 160 нФ. При срабатывании разрядников РУ1
и РУ2 два последовательно соединенных LC-контура перезаряжаются на
обострительную емкость С2. Так как ударная емкость двух
последовательно соединенных LC-контуров составляет С1 = С11
/2 = С12/2 = 150 нФ, то при С1 ~ С2 система
возбуждения может работать в режиме полной перезарядки накопительных емкостей С
11 и С12 на обострительную емкость С2. При этом
между лазерными электродами 1 и 2 на холостом ходу формируется импульс
напряжения с амплитудой U = 2U0. Предыонизация межэлектродного
промежутка при работе лазера осуществляется автоматически за счет
ультрафиолетового излучения емкостных разрядов, происходящих соответственно
между электродами 1-3 и 2-4, вспомогательные электроды 3 и 4 покрыты
диэлектриком и заземлены.
Накопительные емкости С11 и С12 выполнены на частотных
конденсаторах КМЧ 50-01 (емкость 100 нФ; 50 кВ), а обострительная емкость С
2 набиралась из конденсаторов серии К15-10 (3,3 нФ; 30 кВ) и равномерно
распределялась вдоль лазерных электродов. Конструктивно емкости С11 
и С12 представляют собой каждая по три параллельно соединенных
конденсатора КМЧ, и они расположены вдоль лазерного излучателя. Коммутаторы РУ1
и РУ2 представляют собой соответственно по три параллельно соединенных
разрядника РУ65, каждый из которых коммутирует один из конденсаторов КМЧ. Такая
компановка системы возбуждения обеспечивает минимальные индуктивности ее
токоподводящих шин и облегчает проведение исследования различных режимов ее
работы.
В процессе проведения исследований энергия лазерного излучения измерялась
калориметром ИМО-2Н. Для регистрации формы и длительности лазерного излучения
использовался вакуумный фотодиод ФЭК-22 СПУ. Напряжение на обострительной
емкости С2 измерялось с помощью резистивного делителя напряжения,
собранного на сопротивлениях серии ТВО. Ток через обострительную емкость С
2 регистрировался при помощи пояса Роговского. Сигналы с фотодиода,
делителя напряжения и пояса Роговского подавались посредством кабелей на
шестиканальный осциллографический измеритель 6ЛОР-04 и фотографировались.
     1.3.2. Экспериментальное исследование зависимости параметров генерации
щирокоапертурного ХеС1-лазера от величин обострительной и накопительной
                             емкостей LC-контура                             
В данной части работы приведены результаты экспериментальных исследований
зависимости энергии и длительности импульса генерации от величин обострительной
и накопительной емкостей. Все измерения проводились при зарядном напряжении U
0 = 30 кВ. В качестве буферного газа использовался как гелий, так и неон.
При использовании гелия была выбрана смесь НС1 : Xe : Не = 1 : 6 : 2000 (при
общем давлении 2,6 атм), а при использовании неона — НС1 : Xe :Ne = 1 : 6 :
2900 (при общем давлении 3,8 атм). При проведении экспериментов величина
обострительной емкости изменялась в пределах 27-160 нФ. А величина
накопительной емкости С11 = С12 бралось равной 100, 200 и
                                     300 нФ.                                     
Следует отметить, что, LC-контур как система возбуждения поперечного разряда
в эксимерных лазерах привлекает внимание исследователей прежде всего
вследствие своей простоты и высокой технологичности. При возбуждении разряда
LC-контуром с импульсной зарядкой накопительных конденсаторов была получена
выходная энергия ХеС1-лазера порядка десятков джоулей. Эти же исследования
показали, что энерговклад в разряд до момента прекращения генерации (т.е.
полезный энерговклад) составляет менее 1/3 от запасенной в накопителе
энергии. Это указывает на неоптимальный выбор параметров цепи возбуждения и
делает актуальной задачу исследования влияния параметров цепи возбуждения на
характристики генерации.
Из рассмотрения электрической схемы на рис.15,а можно выделить два характерных
режима работы лазера с возбуждением LC-контуром [44]. При равных или близких к
друг другу величинах С11 = С12 и С2 после
срабатывания коммутаторов РУ1 и РУ2 емкости С11 и С12 
почти полностью перезаряжаются на С2. Возбуждения разряда в этом
случае осуществляется в основном обострительной емкостью С2. Вторым
характерным режимом является случай, когда возбуждение разряда осуществляется
от накопительных емкостей С11 и С12, т.е. при этом
обострительная емкость С2 отсутствует или на порядок меньше
накопительной. Следует сразу отметить, что на нашей установке при использовании
второго характерного режима работы LC-контура генерацию получить не удалось.
Разряд визуально имел явно выраженный контрагированный характер. Это,
по-видимому, обусловлено большой собственной индуктивностью конденсаторов КМЧ.
Поэтому в работе основное внимание было уделено исследованию первого и
промежуточного режимов работы системы возбуждения, построенной по схеме
LC-контура.
На рис.15,б приведены типичные осциллограммы напряжения на обострительной
емкости С2 в режиме холостого хода–1, в рабочем режиме 2, тока через
обострительную емкость – 3 и импульса генерации 4. На рис.16 представлена
зависимость энергии генерации лазера от величины накопительной и обострительной
емкостей при использовании различных буферных газов.
Из рис.16,а видно, что максимальная энергия генерации наблюдается при
определенном соотношении между величинами обострительной емкости и
накопительных емкостей, а именно С2 = С11/2 = С12
/2.
На рис.16,б максимум энергии генерации имеет место при С2 = 0,45 С
11=0,45 С12 (в случае использования буферного газа неона).
Из анализа представленных на рис.16 результатов можно сделать следующие выводы.
Существуют оптимальные соотношения между величинами обострительной емкости С
2 и накопительной С11 = С12, т.е. оптимальная
величина С211, при которой достигается максимум энергии
генерации при фиксированной величине накопительной емкости С11 = С
12. При этом С211 = 0,5 для буферного газа гелия и
С211 = 0,45 для буферного газа неона. Энергия генерации
растет при увеличении емкости накопителя и максимальна при С11 = С
12 = 300 нФ. А наибольшее значение КПД лазера достигает при значении
накопительной емкости С11 = С12 = 50 нФ, и оно примерно в
1,5 раза выше, чем при С11 = С12.= 300 нФ. Это легко
определить из рис.16. При переходе от кривых 1 к кривым 3 максимум энергии
генерации падает примерно в 2 раза, а величина накопительной емкости
уменьшается в 3 раза. Значит, КПД возрастает в 2 раза.
На рис.17 представлены типичные осциллограммы импульсов напряжения на
обострительной емкости С2 , импульсов тока через обострительную
емкость С2 и импульсов генерации, полученных при использовании
буферного газа гелия на смеси НС1 : Xe : Не = 1 : 6 : 2000 при общем давлении
2,6 атм. и зарядном напряжении U0 = 30 кВ. На всех рисунках
приводятся осциллограммы импульса тока, начиная с момента пробоя
межэлектродного промежутка, так как именно этот участок используется при
анализе работы системы возбуждения лазера.
Максимальная длительность импульса генерации по полувысоте составляла 60 нс и
была получена при С11 = С12 = 300 нФ и С2 =79
нФ , а минимальная длительность генерируемого импульса равнялась 25 нс при С
11 = С12 = 300 нФ и С2 = 160 нФ. Таким образом, при
фиксированном значении накопительной емкости и уменьшении величины
обострительной емкости длительность импульса генерации возрастает.
Из осциллограмм тока и напряжения видно, что полезный энерговклад в разряд
осуществляет в основном обострительная емкость С2. Например, на
рис.3. при переходе от С2 = 133 нФ к С2 = 160нФ энергия
генерации растет от 0,39 Дж до 0,44 Дж. Из осциллограммы напряжения следует,
что энергия, запасенная в обострителе в момент пробоя, растет в 1,13 раза. Рост
энергии генерации происходит примерно во столько же раз: 0,44/0,39 = 1,13.
Однако, такие простые рассуждения не всегда приводят к верным результатам. Так,
при переходе от С2 = 79 нФ к С2 = 160 нФ энергия
генерации растет от 0,26 Дж до 0,44 Дж. Из осциллограмм напряжения определяем,
что энергия, запасенная в обострителе, наоборот, падает, примерно в 1,25 раза.
Рост энергии генерации в этом случае обусловлен не увеличением энергии,
запасенной в обострителе. Он вызван тем, что уменьшается волновое сопротивление
контура разрядки обострителя на межэлектродный промежуток  
вследствие увеличения С2. А значит, улучшается согласование волнового
сопротивления с сопротивлением межэлектродной плазмы. Об этом свидетельствуют
осциллограммы токов. При С2 = 160 нФ колебания тока быстро затухают
и основной вклад дает первый импульс тока. При С2 = 79 нФ затухание
импульсов тока меньше и энерговклад дают и последующие импульсы тока, а это
происходит уже после окончания генерации.
На рис.18 представлены типичные осциллограммы импульсов напряжения на
обострительной емкости С2 , импульсов тока через обострительную
емкость С2 и импульсов генерации, полученных при использовании
буферного газа неона, при общем давлении 3,8 атм. Как видно из рис.18,
максимальная длительность импульса генерации по полувысоте составила 90 нс и
была достигнута при С11 = С12 = 300 нФ и С2 =
160 нФ. При С2 = 79 нФ, 106, нФ, 133 нФ длительность импульса
генерации по полувысоте не меняется и составляет примерно 50 нс.
Интересно отметить, что форма и длительность импульса генерации определяется в
основном только величиной обострительной емкости С2 и не зависит от
величины С11 = С12. Из осциллограмм на рис.4 хорошо
видно, что при увеличении емкости обострителя с С2 = 79 нФ до С
2 = 160 нФ изменяется положение импульса генерации относительно первого
импульса тока. При С2 = 79 нФ начало импульса генерации попадает на
максимум первого импульса тока. При С2 = 160 нФ начало и конец
импульса генерации совпадают с началом и концом первого импульса тока Это
связано, по-видимому, с тем, что при С2 = 160 нФ в разрядном
межэлектродном промежутке существуют благоприятные условия для образования ХеС1
*-молекул по гарпунному механизму сразу с началом импульса тока. При
меньших значениях С2 образование эксимерных молекул по гарпунному
каналу не происходит, а полностью доминирует канал ион-ионной рекомбинации, что
приводит к запаздыванию начала импульса генерации относительно начала импульса
тока.
Следует отметить, что при изменении обострительной емкости С2 от 133
нФ до 160 нФ (С11 = С12 = 300 нФ, 200 нФ) энергия
генерации меняется незначительно (в пределах 20%), а длительность импульса
генерации по полувысоте сокращается почти в 2 раза. Полученный результат можно
использовать для получения лазерных импульсов различной пиковой мощности, но
приблизительно равной энергии генерации.
При всех значениях величин обострительных емкостей полезный энерговклад в разряд
осуществляется только обострительной емкостью На этот факт указывает как вид
осциллограмм тока и напряжения, так и зависимость энергии генерации от
напряжения. Например, при С2 = 79 нФ (С11 = С12 
= 300 нФ) зависимость энергии генерации от напряжения имеет следующий вид. При U
0 ~ 22 кВ возникает генерация. При увеличении зарядного напряжения U0 
с 24 кВ до 30 кВ величина энергии генерации меняется незначительно с 0,75 до
0,86 Дж (при использовании в качестве буферного газа неона). Энергия запасаемая
в накопительной емкости возрастает при этом в 1,6 раза. Незначительное
возрастание энергии генерации обусловлено тем, что обострительная емкость С
2 заряжается только до напряжения пробоя разрядного промежутка Uр 
и энергия, запасаемая в обострителе, равная 0.5С2Uр2
, слабо зависит от зарядного напряжения U0 . Такая зависимость U
р от напряжения обусловлена сокращением времени запаздывания пробоя при
увеличении зарядного напряжения, что уменьшает рост Uр при
увеличении U0.
Была проведена также оптимизация состава лазерной смеси. Результаты
оптимизации представлены на рис.19 и 20. Установлено, что наиболее
оптимальной является смесь, содержащая 1 тор НС1 и 6 тор Хе, как в случае
гелия, так и в случае неона. Максимальная величина энергии генерации при
использовании в качестве буферного газа неона равна 1,5 Дж и достигается при
общем давлении смеси Р~3,8 атм.
Максимальная энергия генерации при использовании гелия составляет 0,44 Дж при
общем давлении смеси 2,6 атм. При увеличении зарядного напряжения наблюдается
возрастание общего оптимального давления смеси и соответствующего ему максимума
энергии генерации. Так в условиях соответствующих рис.6, но при зарядном
напряжении U0 = 35 кВ и при использовании в качестве буферного газа
неона, при общем давлении смеси Р = 4,8 атм энергия генерации достигает уже
значения 3 Дж. Такое увеличение энергии генерации обусловлено, во-первых,
ростом пробойного напряжения разрядного промежутка, а следовательно увеличением
энергии передаваемой в обостритель. Во-вторых, происходит улучшение
согласования волнового сопротивления контура разряда обострителя на
межэлектродный промежуток с сопротивлением плазмы.
Полученные в результате экспериментальных исследований данные позволяют
разрабатывать электроразрядные эксимерные лазеры с энергией генерации ≥ 3
Дж [45-47]. Дальнейшее повышение энергии генерации можно достичь увеличением
зарядного напряжения U0 до 40-50 кВ (42,5 кВ напряжение самопробоя
разрядников РУ-65 используемых в лазере в качестве коммутаторов), варьированием
общего давления лазерной смеси и параметров системы возбуждения. Используемая в
нашей схеме конструкция обострителя не позволяет работать при импульсах
напряжения на ней свыше 60 кВ. Значит, необходим переход на новую конструкцию
обострителя с новой элементной базой.
К существенному росту энергии генерации может привести также и дальнейшая
оптимизация работы системы предыонизации. Поэтому проведение расчетов по
оптимизации системы возбуждения лазера является целесообразным и может
привести к росту величины энергии генерации до 5 Дж.
        1.3.3. Расчёт параметров системы возбуждения широкоапертурного        
XeCl-лазера на основе LC-контура
Эквивалентная схема LC-контура, используемого для возбуждения ХеС1-лазера,
представлена на рис 21. Здесь С1 ударная емкость накопителя, а С
2 – емкость обострителя. Величины емкостей С1 и С2 
определяются путем стандартных измерений в мостовых схемах. Однако, следует
отметить, что эти данные являются точными при низких напряжениях, а при высоких
их достоверность нуждается в проверке. Исследования показали, что конденсаторы
типа К15-10, используемые в обострителе, имеют постоянную величину емкости
примерно до 20 кВ. В пределах 20-27 кВ их емкость уменьшается на 10%. При
напряжении свыше 27 кВ конденсаторы этого типа становятся существенно
нелинейными, что приводит к снижению энергии запасаемой в обострительной
емкости и соответственно уменьшает энерговклад в разряд.
Далее при помощи делителя напряжения и пояса Роговского регистрируют импульсы
напряжения и тока на емкости С2, при отсутствии разряда в лазерной
камере, то есть в режиме холостого хода. Для обеспечения режима холостого хода
лазерная камера наполнялась азотом при давлении несколько атмосфер. Из
полученных осциллограмм определяют величины индуктивности L1 и
сопротивления R1 контура перезарядки накопительной емкости на
обострительную.
По осциллограммам тока через разрядный промежуток I2 и напряжения U
2 на обострительной емкости, величины L2 и R2 
измеряют по следующей методике. По осциллограммам напряжения на обострительной
емкости определяется период колебаний и величину затухания. Далее разрядному
контуру сопоставляется C2L2R2-цепочка с
постоянным значением R2. Зная затухание и период колебаний
напряжения на обострителе можно определить L2 и R2 по
хорошо известным формулам. Аналогичным способом эти величины можно получить и
по осциллограмме тока. Следует отметить, что такой способ определения L2 
и R2 является приближенным и его точность растет по мере уменьшения
отношения L2/L1. Как показывают результаты приведенных
ниже расчетов, при L2/L1
10 ошибка составляет ~10%, при L2/L1
3 ошибка может достигать уже 30%. Объяснить этот факт можно из простых
физических соображений. После пробоя разрядного промежутка система возбуждения
лазера представляет собой систему из двух связанных LCR-контуров. В
обозначениях рис.21 первый контур образован элементами C1, L1
, R1, L2, R2, а второй контур элементами C
2, L2, R2. Коэффициент связи между контурами зависит
от величины L2 и R2 (общих элементов контуров). По мере
роста величины L2 коэффициент связи увеличивается. В результате
взаимодействия контуров происходит расщепление собственной комплексной частоты
каждого контура на две. Например, собственная частота второго контура ν
2 расщепляется на ν222+Δν
2 и на ν111+Δν11–собственная комплексная частота первого контура,
Δν1 и Δν2 – частоты смещения). При
этом, чем больше величина коэффициента связи тем больше смещение. Для
используемой системы возбуждения, как показывают расчеты, практически всегда
можно пренебречь величиной Δν1, но величину Δν
2 надо учитывать.
Поэтому для более точного определения величин L2 и R2 была
использована следующая система уравнений, описывающая процессы возбуждения
лазера после пробоя межэлектродного промежутка
                                            (20)
     
            Эта система
уравнений решается аналитически стандартными методами решения линейных
дифференциальных уравнений с постоянными коэффициентами при следующих начальных
условиях:
I1(0)=I10; I2(0)=I20; ;;        (21)
где U1 и U2 начальные напряжения на накопителе и
обострителе, то есть на момент времени, соответствующий началу разряда через
межэлектродный промежуток.
В результате получаем решения следующего вида:
     
     ;
                                      (22)
     ,
где A и B – амплитуды, 
11 и 22 
– частоты, φ1, φ2, 
1, 2 
– фазы колебаний соответствующих контуров, 
11 и 22 
– постоянные затухания, b1,b2 – коэффициенты связи
контуров.
Величины 11
, 11, 
22, 22
, b1, b2, 
1, 2 
определяются только коэффициентами исходной системы уравнений, то есть зависят
от C1, L1, R1, C2, L2, и
R2. Они связаны с введенными ранее комплексными частотами следующим
образом: ν11=+
11+i11
; ν22=
22+i22
. Величины в решении (22) A, B, 
1, 2
, зависят не только от коэффициентов исходной системы уравнений (1), но в первую
очередь от начальных условий (21).
По величине тока и начальным условиям легко определить напряжения на емкостях С
1 и С2, то есть U1(t) и U2(t)
соответственно. Если начальные условия взяты из эксперимента, то расчетные
осциллограммы будут зависеть от двух неизвестных величин: R2 и L
2. Варьируя значения R2 и L2 можно добиться
соответствия расчетных осциллограмм экспериментальным. Такой способ позволяет
точно определять значения R2 и L2 при любых соотношениях
между параметрами первого и второго контура, но является весьма трудоемким.
Упрощение можно достигнуть, считая индуктивность L1>> L2
, причем в начальный момент времени напряжение на обострительной емкости
максимально и I1(0)=I2(0)=0.
Тогда в решении (22) коэффициент В>>A; при условии, что δ22
δ2; 
22
2; (здесь 
2 и δ2 соответственно частота и затухание колебаний во
втором контуре, если его считать изолированным). В этом случае как расчетная
(см. рис. 8), так и экспериментальная осциллограммы тока описываются выражением
I2(t)= Bexp(-2t)cos(2t +2+2)                                           (23)
Из данной осциллограммы величины R2 и L2 легко
определяются по стандартным формулам для C2L2R2
-цепочки.
Следует отметить, что предложенная методика определения R2 и L2 
имеет существенный недостаток. В реальном разряде через межэлектродный
промежуток сопротивление R2 зависит от времени. В процессе пробоя
величина R2 меняется от сотен мегаом до сотых долей ома. Однако на
квазистационарной стадии разряда R2 можно считать постоянным.
Длительность квазистационарной стадии можно оценить по осциллограмме импульса
генерации лазера. При этом способ определения L2 и R2 
сводится к следующему. Из участка осциллограммы тока I2(t) или
напряжения U2(t) (см. рис.22) определяем период колебаний, который
соответствует дуговой стадии разряда. Пренебрегая сопротивлением разряда, из
выражения для периода колебаний T= 
легко найти индуктивность L2. Затем по участку осциллограммы
соответствующей квазистационарной стадии разряда нетрудно определить и величину
R2.
Из вышеизложенного следует, что расчетные осциллограммы не могут описывать
процесс нарастания тока I2(t) в интервале времени от момента
достижения пробойного напряжения на обострителе до момента максимального
значения напряжения, когда I1(t)= I2(t). Для того, чтобы
сделать это была предложена следующая модель. В системе уравнений, описывающих
LC-контур, величина сопротивления межэлектродного промежутка R2 
считается зависящей от времени. Тогда чтобы замкнуть систему уравнений вводится
дополнительное уравнение для изменения плотности электронов во времени
     ,                                                            (24)
где ne – концентрация электронов; We – дрейфовая скорость
электронов; ,  
– соответственно коэффициент ударной ионизации и прилипания электронов на
единицу длины. Известно [48], что между величинами 
/P и Е/P существует довольно сложная функциональная зависимость (Р – общее
давление смеси; Е – напряженность электрического поля в межэлектродном
промежутке; Е=U/d; где d – расстояние, а U – напряжение между электродами).
Вблизи пробойного напряжения эту зависимость можно аппроксимировать линейной
типа
     =К(U-Uпр
)/d,                                                                 (25)
где Uпр – пробойное напряжение разрядного промежутка, определяемое
составом (парциальным давлением компонент) лазерной смеси [49]; К –
коэффициент, величина которого подбирается эмпирически из сравнения расчетной и
экспериментальной осциллограмм напряжения на обострительной емкости. Величина
дрейфовой скорости электронов равна We=
Е, где  –
подвижность электронов, которая считается независимой от Е и определяется
давлением буферного газа (данные по Uпр и  
взяты из [49]).
Сопротивление межэлектродного промежутка в этом случае выражается через
концентрацию электронов следующим образом
R(t)= ,
(26)
где е–заряд электрона; S–площадь электродов.
Тогда система уравнений, описывающая LC-контур, приобретает вид:
     ;
     ;
     ;
(27)
     ;
     .
Система уравнений (27) решается при определенных начальных условиях (начальный
момент времени соответствует условию U2 = Uпр). Как
известно в режиме холостого хода напряжение на обострительной емкости
изменяется по закону
U2(t)=,                         (28)
где U0–зарядное напряжение; δ1=R1/2L1; =;
     ; 
. Приравнивая U2(t)=Uпр, определим время начала пробоя t
пр, решая трансцендентное уравнение. Теперь напряжение на накопительной
емкости С1 и токи I1, I2 определим из
соотношений:
U1(tпр)=U0-;                                                           (29)
I1(tпр)=U0;                            (30)
I2(tпр)=
;                                                                           (31)
R(0)= .                                                                    (32)
Таким образом, система уравнений (27) решается при следующих начальных условиях:
I1(0)=I1(tпр); I2(0)=I2(tпр); U1(0)=Uпр; U2(0)=U2(tпр);
ne(0)= 105 - 107 см -3.
(33)
Точные значения неизвестных К и ne(0) находятся из соответствия
расчетных и экспериментальных осциллограмм. Решения системы (27) имеют
физический смысл только при выполнении приближения (25), когда напряжение на
разрядном промежутке не слишком превышает Uпр. Система (27) решалась
численными методами при помощи стандартных программ. Получено хорошее
соответствие расчетных и экспериментальных осциллограмм напряжения на начальной
стадии пробоя (см. рис.23). В области значительных перенапряжений (при U2
>>Uпр.) формула (25) не работает и поэтому наблюдаются
расхождения с результатами эксперимента. Используя более точные выражения для
величины /P как
функции Е/P, в принципе удалось получить хорошее соответствие эксперименту [50]
и в этой области, но при этом необходимо учитывать кинетику возбуждения
колебательных уровней молекулы HСl и делать ряд дополнительных предположений.
Это значительно усложняет модель. Для составления достаточно простой, но
адекватной модели пробоя межэлектродного промежутка необходимы точные
экспериментальные данные по изменению плотности электронов во времени, причем,
именно для конкретного исследуемого лазера. Попытка использовать литературные
данные по кинетике плотности электронов оказалась безуспешной, так как они
сильно отличались.
Систему уравнений (27) можно использовать также для определения энерговклада в
активную среду после того, как напряжение на обострителе достигло максимального
значения. При этом считаем, что концентрация электронов в плазме разряда
постоянна и, следовательно, постоянно ее сопротивление. Величины R2 
и L2 определяются по изложенной выше методике. Кроме того, необходимо
правильно задать начальные условия. Это можно сделать точно, если известны из
эксперимента U1(0), U2(0), I1(0), I2
(0). В этом случае, решая систему (8), можно легко получить зависимость
энерговклада в разряд от времени. Если из эксперимента известно только U2
(0) и I2(0), то можно оценить величины U1(0) и I1
(0) следующим образом [46]. Влиянием тока I2(t) на ток I1
(t) пренебрегаем до момента времени, пока напряжение на обострителе не достигло
своего максимального значения. Тогда значение тока I1(t) и
напряжения U1(t) до этого момента можно определить по выражениям для
этих величин в режиме холостого хода. Именно таким образом определялись нами
начальные условия. При этом током через разрядный промежуток в момент пробоя
можно пренебречь, поскольку он очень мал. В момент времени, когда напряжение на
обострительной емкости максимально, можно считать, что I2(t)=I1
(t). Решая систему (8) при указанных начальных условиях находим ток I2
(t). Зная ток I2(t) и сопротивление R2 можно легко
определить энерговклад в активную среду. Величина энерговклада полностью
соответствовала результатам измерения энергии импульса генерации.
Для теоретического расчёта энерговклада была разработана следующая
полуэмпирическая методика [51]. Эта модель исходит из экспериментального факта,
что напряжение на обострительной емкости достигает максимального значения через
определённое время Δt после того как напряжение на разрядном промежутке
достигло величины пробоя Uпр в момент tпр. Для нашего
лазера Δt=78 нс и не зависело от величины обострительной емкости C2 
в диапазоне 50 - 130 нФ. Физически, величина Δt=tmax-tпр
=78 нс является временем формирования разряда (рис.22). За это время происходит
рост тока I2(t) и напряжения U2(t) до величин I2
(tmax) и U2(tmax), где tmax – это
момент времени, когда напряжение на обострителе максимально. В этом случае
снижение напряжения (ΔU) на обострительной емкости C2 по
отношению к режиму холостого хода можно оценить из соотношения: ΔU = I
2tmax)ΔtК/2, где К – зависит от формы импульса тока I
2(t). Величина К определяется подбором ΔU под данные эксперимента для
конкретного значения C2. Значения величин R2, L1 
и L2 берутся из эксперимента. Как показали испытания они практически
не зависят от изменения величины С2 в диапазоне 50-110 нФ. Величина
С1=150 нФ. Система уравнений для LC-контура имеет вид
     ;
     ;
     ;
(34)
     .
Используя вышеизложенные допущения, сформулируем начальные условия. Напомним,
что время tпр, т.е. момент когда напряжение на обострителе достигает
пробойного (Uпр), определяется из соотношения (28). Отсюда имеем:
U2(0)=
     
     -ΔU;
U1(0)=U0-;                                                              (35)
I1(0)=U0;
I2(0)=I1(0).
Система уравнений (34) при начальных условиях (35) решалась численными методами
с использованием программы MathCad. Полученные при этом расчетные осциллограммы
напряжения на обострителе и тока через разрядный промежуток дают хорошее
соответствие с результатами эксперимента в диапазоне величин обострительной
емкости С2=50-106 нФ. Это хорошо видно из осциллограмм напряжения на
рис 24, а, б. Расхождение между расчетом и экспериментом при С2
>110 нФ (в, г) обусловлено особенностями конструкции системы возбуждения
лазера, в частности, различием индуктивностей контуров зарядки нижней и верхней
части обострителя, что не учитывалось в эквивалентной электрической схеме
лазера (см. рис.21).
При исследовании работы рассчитанной системы возбуждения XeCl-лазера была
получена максимальная энергия генерации ~3 Дж (при использовании в качестве
буферного газа неона) [46,47,52]. Зарядное напряжение равнялось 35 кВ, что
соответствует тому, что накопительная емкость С1 заряжалась до 70
кВ. Исследования показали, что энергия генерации может быть существенно
увеличена путем уменьшения индуктивности L1.
     1.4. Методика измерений, используемая при оптимизации электроразрядных
                             эксимерных лазеров                             
     1.4.1.Определение параметров контура перезарядки накопительной ёмкости на
                               обострительную                               
Эквивалентная схема LC-контура, используемая для возбуждения нашего лазера,
представлена на рис.21. Величины емкостей С1 и С2 обычно
определяются путем стандартных измерений в мостовых схемах. При этом следует
подчеркнуть, что эти данные являются точными при низких напряжениях, а при
высоких их достоверность нуждается в проверке. Далее при помощи делителя
напряжения и пояса Роговского снимают импульсы соответственно напряжения на
емкости С2 и тока через нее, при отсутствии разряда в лазерной
камере, то есть на холостом ходу. Эти сигналы выводятся на осциллограф и
фотографируются. Полученные осциллограммы обрабатываются и определяются
величины L1  и R1, то есть величины индутивности и
сопротивления контура перезарядки накопительной емкости на обострительную [53].
Следует сразу отметить, что пояс Роговского при этом может быть не
прокалиброван. Калибровка пояса Роговского не представляет особых проблем при
регистрации импульсов тока через длинные линейные проводники, но в системе
возбуждения электроразрядного лазера все токопроводы выполняются из широких
медных шин. Поэтому обычно пояс охватывает лишь маленькую часть шины или
шпильку токоввода в лазерную камеру, а определить надо ток, протекающий не
только по этой маленькой части шины, а по всему токоподводу. Следовательно,
если даже пояс Роговского был заранее прокалиброван на линейном проводнике,
связать его показания с током протекающим по шинам системы возбуждения лазера
можно весьма приблизительно. Например, если считать, что показания пояса
Роговского расположенного непосредственно на шпильке токоввода в лазерную
камеру, умножаются на число шпилек по которым проходит ток. Непосредственная же
калибровка пояса прямо в системе возбуждения затруднительна. Поэтому разработка
различных методик проведения такой калибровки является является интересной
                                    задачей.                                    
Нами была разработана и аппробирована такая методика в процессе исследования
зависимости величины обострительной емкости от напряжения на ней. Исследования
проводились для конденсаторов типа К15-10 (3,3 нФ, 31,5 кВ), так как
обострительная емкость C2 была набрана именно на них. При этом в
процессе перезарядки накопительной емкости С1 на обострительную С
2 на холостом ходу были получены осциллограммы импульсов напряжения на С
2 и заряда на ней. Импульс тока с пояса Роговского поступал на
интегрирующую RC-цепочку и затем на осциллограф и эта оциллограмма давала нам
заряд на обострительной емкости. На основании следующих сотношений:
     =I0; А(t)=Q(t)/I0; С(t)=Q(t)/U(t);                                   (36)
где Q(t)-заряд на обострительной емкости; I0-чувствительность пояса
Роговского; I(t)-величина сигнала с пояса Роговского; А(t)-величина сигнала с
интегрирующей цепочки; U(t)-величина напряжения на обострителе; С(t)-емкость
обострителя в зависимости от времени.Тогда имеет место сотношение:
C(t)/I0=A(t)/U(t)                                                                              
(37)
Правая часть этого соотношения определяется величинами, измеряемыми в
эксперименте. Поэтому построив график зависимости отношения A(t)/U(t) от
времени можно определить меняется ли емкость С от времени или, что тоже самое
от напряжения, так как у нас напряжение однозначно связано с временем
осциллограммой. Проведенные исследования показали, что конденсаторы типа К15-10
имеют постоянную величину емкости примерно до 20 кВ. В пределах 20-27 кВ
емкость уменьшается на 10%. При напряжении свыше 27 кВ конденсаторы этого типа
становятся с
ущественно нелинейными, что надо учитывать при исследованиях. Это приводит к
снижению энергии запасаемой в обострительной емкости и соответственно уменьшает
энерговклад в разряд. Кроме того, приведенное выше соотношение позволяет
определить чувствительность пояса Роговского-I0, так как
I0==C(0)                                            (38)
величина обострительной емкости при малых напряжениях С(0) нам известна.
     1.4.2. Измерение концентрации электронов предыонизации и напряжения на
                            лазерных электродах                             
Одним из важнейших элементов, определяющих работу электроразрядного эксимерного
лазера является система предыонизации. Она влияет на устойчивость и
однородность разряда, длительность объемной стадии, энергию  и стабильность
генерации [49,54]. Предыонизация создает некоторое начальное количество
электронов и при их минимальной концентрации ~ 108 см-3 
разряд имеет объемный характер вследствие перекрытия отдельных электронных
лавин. Следовательно при оптимизации эксимерного лазера необходимо в первую
очередь измерять начальную концентрацию электронов, создаваемых системой
предыонизации. Нами была разработана и экспериментально проверена методика
измерения сопротивления основного лазерного промежутка, позволяющая определить
зависимость этого сопротивления от времени [55]. Cхема измерительной цепи
представлена на рис.25. Рассмотрим это более подробно. Для широкопертурного
электроразрядного эксимерного лазера [50-51] при   концентрации  электронов
предыонизации ~ 108 см-3 величина сопротивления
разрядного    промежутка   R ~ 3 МОм (Е/P~1кВ/см∙атм и типичная рабочая
смесь). Тогда, если величина обострительной емкости С2 ~ 10 нФ, то
время разряда составит RC ~ 0,03 с. Поэтому  непосредственное измерение
напряжения на лазерных электродах  не дает возможности определить
сопротивление R. Поставим между обострительной емкостью С2 и
лазерным электродом сопротивление  R1 ~ 300 кОм.  Определим чему
будет равно напряжение на сопротивлении R1  при изменении
сопротивления R в пределах от  бесконечности до 3 Мом в зависимости от времени
под действием импульса предыонизации. Для этого запишем  систему уравнений для
                            нашей измерительной цепи                            
                                                               (39)
U - напряжение на лазерных электродах; U2 - напряжение на обострителе
C2; Cе - емкость лазерных электродов (Се ~ 4
пФ). Если обозначить начальное напряжение на обострителе через U0,
то можно показать, что система уравнений (2) имеет следующее приближенное
решение
                                                                                       
(40)
где U1(t) - напряжение на сопротивлении R1. Таким образом
измеряя напряжение на сопротивлении R1 можно определить зависимость
сопротивления межэлектродного промежутка от времени.
                                                                                       
(41)
При этом напряжение на электродах лазера таково, что не происходит
размножение начальных электронов. По величине сопротивления, при известном
составе смеси и напряженности электрического поля, можно определить
электронную концентрацию и время ее выхода на требуемый минимальный уровень.
Это время позволяет определить временные характеристики, которым должна
удовлетворять система возбуждения.
Система возбуждения лазера обеспечивает необходимый энерговклад в разряд,
величину которого можно определить по току и напряжению. Поэтому нами была
разработана методика по измерению тока и напряжения на лазерных электродах.
Эти измерения проводились при помощи резистивного делителя напряжения.
Отметим, что в литературе по  технике измерения импульсов высокого напряжения
акцент ставится в основном на частотные свойства делителей. Основная
погрешность при измерениях в эксимерных лазерах обусловлена взаимоиндукцией
между контурами возбуждения и измерения.
Возможность использования для измерения напряжения на электродах делителя,
который непосредственно к ним присоединяется была нами изучена. Как известно
[56], делитель напряжения имеет переходную характеристику определяемую из
следующего уравнения:
                                                                                 (42)
где U(t)-напряжение снимаемое с делителя; K-коэффициент деления; M-коэффициент
взаимоиндукции между контуром разряда обострительной  емкости С и измерительной
цепью; I-ток через межэлектродный промежуток; R-сопротивление межэлектродного
промежутка. Постоянная времени делителя равна: D=М/R. Рассмотрим для
определенности широкоапертурный лазер [50].Сопротивление лазера R~0.1 Ом; M ~10
нГн (по порядку М совпадает с L-индуктивностью контура разряда обострительной
емкости С=75 нФ на межэлектродный промежуток). Тогда D~100 нс, что сравнимо с
периодом разряда емкости С: T~2p
~150 нс. Поэтому непосредственно использовать делитель не представляется
возможным, так как М определяется размерами трубы лазерной камеры, на которой
внутри размещены электроды и уменьшен быть не может. Здесь мы столкнулись с
одной закономерностью связанной с тем, что лазер широкоапертурный. Для
увеличения апертуры лазера мы увеличиваем радиус трубы R, тогда апертура лазера
растет как R 2, при этом M и L увеличиваются тоже как R 2
. Но при этом для делителя D~M~R2, a для периода разрядного контура
T~~
~R. Таким образом увеличение апертуры лазера путем увеличения радиуса трубы
излучателя приводит к тому, что происходит рост постоянной делителя по
отношению к характерному времени разрядного контура (Т2). Если
делитель напряжения был применим для измерения напряжения на электродах при
малых радиусах трубы излучателя, то при увеличении радиуса он дает все большие
ошибки. И наконец его применение становится просто невозможным.
Этот факт заставил изучить возможность модификации способа измерения с
помощью делителя. К лазерным электродам присоединялись два делителя
напряжения с разными М - коэффициентами взаимной индукции. С этих делителей
снимался разностный сигнал  и он интегрировался.
                                             (43)
                                                           (44)
где К1- коэффициент интегрирующей цепи.
Для момента времени, когда ток I=0
      (45)
и мы определяем величину М2/М1. Тогда, если подавать на осциллограф сигнал
                                                           (46)
то легко получить напряжение на межэлектродном промежутке IR. Кроме того
сигнал U1 (43) можно использовать для измерения относительной величины силы
тока I.
Нами также были рассмотрены некоторые особенности, связанные с измерением
напряжения на конденсаторах системы возбуждения. Разработанные методики
используются для оптимизации работы системы возбуждения XeCl-лазера с
энергией генерации 3Дж с целью ее дальнейшего существенного повышения.
     1.4.3 Моделирование систем возбуждения электроразрядных лазеров     
Как правило системы возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров моделируют
некоторой электрической схемой с сосредоточенными  емкостями и
индуктивностями. Следует при этом отметить, что системы возбуждения обычно
выполняются конструктивно с распределенными индуктивностями. Поэтому
представляется целесообразным изучить более подробно вопрос о возможности
такого моделирования. На рис.27,а представлена схема системы возбуждения лазера
на основе несимметричного LC-контура. Этот рисунок отражает реальное
конструктивное расположение всех элементов системы возбуждения лазера. На этой
схеме изображены сосредоточенные емкости накопителя (С1) и
обострителя (С0). Тонкими линиями представлены шины токопроводов
лазера. Все эти шины представляют собой распределенные индуктивности. При этом
 возникает довольно интересная ситуация. Система возбуждения имеет три контура: 
-         контур перезарядки накопителя на обостритель;
-         контур  разряда обострителя на межэлектродный промежуток;
-         контур разряда накопителя на  межэлектродный промежуток.
Мы можем ввести индуктивности всех этих контуров соответственно L1, L
0 и  L2. Кроме того мы можем ввести коэффициенты взаимоиндукции
между этими контурами.  М12 - коэффициент взаимоиндукции между
контуром перезарядки накопителя на обостритель (С1, L1, С
0) и контуром разряда накопителя на межэлектродный промежуток (С1,  
L2,  R). М10 - между контуром раряда обострителя на
межэлектродный промежуток (С0,  L0,  R) и контуром
перезарядки накопителя на обостритель (С1, L1, С0
). М20 -  между контуром (С1,  L2,  R) и
контуром (С0,  L0,  R). Можно записать систему уравнений
для контурных токов, которая будет описывать работу системы возбуждения:
     
                                                                            (47)
     
     
I0,   I1,  I2,  R - соответственно контурные
тока и сопротивление межэлектродного промежутка. Q0, Q1 -
заряды на обострителе и накопителе. Но мы не можем без дополнительных условий
нарисовать эквивалентную электрическую схему системы возбуждения в  виде
некотрой цепи с сосредоточенными парметрами. Формально можно, конечно,
преодолеть это введя в цепь идеальный управляемый источник тока I0 
(рис.26,б). Ток I0 этого источника описывается третьим  уравнением
системы (47). Внутреннее сопротивление этого источника бесконечно велико.
Теперь рассмотрим случай системы возбуждения продольные размеры(длина),
которой во много раз больше ее характерных поперечных размеров,
представленных на рис.26,а. В этом случае можно считать,  что
L0=L1+L0, M10=0, M12=L1, M20=L0                                         (48)
При выполнении условий (48) система уравнений (47) может быть представлена в
следующем виде
                                                           (49)
     
     
Эта система уравнений может быть представлена в виде стандартной
эквивалентной электрической схемы (рис.26,в), так как  третье уравнение
системы (49) становится следствием первых двух. LC- контур обычно моделируют
именно такой системой уравнений.
     1.5. Система возбуждения широкоапертурного XeCl-лазера на с двухконтурным
                                обострителем                                
Энергетические характеристики электроразрядных эксимерных лазеров
определяются в первую очередь совершенством системы возбуждения и
предыонизации, а также временной согласованностью их совместной работы.
Характерной особенностью автоматической системы предыонизаци является то, что
она начинает действовать после того как система возбуждения формирует импульс
напряжения на лазерных электродах. Проведенные теоретические исследования
показали, что для оптимальной работы такой системы предыонизации необходимо
обеспечить совпадение частоты напряжения на электродах лазера с собственной
частотой контура автоматической предыонизации. Только при выполнении этого
требования ток протекающий через цепь предыонизации будет сопоставим с током
в автономной системе предыонизации. Таким образом, при любом изменении
временных характеристик импульса напряжения на лазерных электродах вследствие
изменения системы возбуждения, необходимо заново проводить оптимизацию
системы предыонизации.
Нами была теоретически исследована и реализована экспериментально
оригинальная система возбуждения типа LC-контур с двухконтурным обострителем
(рис.2). Эти два контура обострителя (L2C2 и L3C3) имеют разные индуктивности
цепи перезарядки с основной накопительной емкостью. Емкость С2 имеет
индуктивность перезарядки (L1), а С3 имеет индуктивность  перезарядки (L1+
L2+ L3). Теоретический расчет показывает, что в этом случае могут быть
реализованы  различные  режимы работы системы возбуждения.  При этом в
отличии от систем возбуждения с одной обострительной   емкостью ( рис.1)
напряжение  на   разрядном    промежутке - Uэл в режиме холостого хода  может
существенно отличаться от напряжений на обострителях. На рис.3, рис.4 и рис.5
представлены осциллограммы холостого хода соответственно для обычного LС-
контура и с двухконтурным обострителем. Причем для двухконтурного обострителя
рассмотрены два предельных случаев. В первом случае (рис.4) меньшая
обострительная емкость  С2 (и с меньшей индуктивностью перезарядки)
заряжается до большего напряжения U2 и обеспечивает формирование объемного
разряда. Большая обострительная емкость С3 с большей индуктивностью цепи
перезарядки осуществляет основной энерговклад в разряд. Во втором случае
величины емкостей соизмеримы, но при этом вторая емкость заряжается до
напряжения U3, которое может существенно превышать пробойное (пробойное
напряжение определяется составом и парциальными давлениями компонент и всегда
подбирается меньшим, чем Uэл на холостом ходу). Такой режим работы в системе
возбуждения с одним обострителем невозможен.
Были проведены  экспериментальные исследования с целью обеспечить, описанный
выше второй режим работы. Предварительные данные указывают как на
перспективность данной системы возбуждения, так и на практические трудности
при ее экспериментальной реализации. С помощью такой системы возбуждения  на
широкоапертурном XeCl-лазере была получена энергия генерации ~ 3  Дж.
     

Список использованных источников

1. Serafetinides A.A. Papadopoulos A.D., Rickwood K.R.Investigation and comparison of preionisation processes in gas laser systems // Opt. Commun. – 1987. – Vol.63, №4. – P.264–268. 2. Luches A., Nassisi V., Perrone M.R. Output characteristics of an excimer laser with delayed dauble preionisation // J.Phys. E: Sci. Instrum. – 1987. – Vol.20, №8. – P.1015–1018. 3. Geohhegan D.B., MeCown A.W., Eden J.G. XeCl laser power enhancement with an external ultraviolet laser // IEEE J. Quant. Electron. – 1986. – Vol22. №4. – P.501–504. 4. Мик Д., Крэгс Д. Электрический пробой в газах.: Пер. с англ./ Под ред. В.С.Комелькова. – М.: Изд.-во иностр. лит., 1960. 5. Импульсные СО2‑лазеры и их применение для разделения изотопов / Е.П.Велихов, В.Ю.Баранов, В.С.Летохов и др. – М.: Наука, 1983. – 304 с. 6. Карнюшин В.Н., Солоухин Р.И. Макроскопические и молекулярные процессы в газовых лазерах. / М.:Атомиздат, 1981. – 200 с. 7. Taylor R.S. Preionization and Discharge Stability Study of Long Optical Pulse Duration UV‑Preionized XeCl Lasers // Appl. Phys. – 1986. – Vol.B41, №1. – P.1–24. 8. С.В. Мельченко, А.Н. Панченко, В.Ф. Тарасенко. Электроразрядный KrCl лазер с энергией излучения 0.6 Дж. // Письма в ЖТФ. – 1986. – т.12, вып.3. – С. 171–175. 9. Ануфрик С.С., Володенков А.П., Зноско К.Ф. Энергетические характеристики XeCl-лазера с возбуждением LC-инвертором // ЖПС.–1999.–т.66,№5.– С.702–707. 10. Вилл А.А. Принципы и технология эксимерных лазеров // Труды ИФ АН ЭССР. – 1984. – Т.56. – С.18–37. 11. С.С. Ануфрик, А.П. Володенков, К.Ф. Зноско, А.Д. Курганский. Исследование люминесценции активной среды XeCl-лазера. // Тезисы докладов II Международной конференции по лазерной физике и спектроскопии.– Гродно: ГрГУ.–1995.– С.120- 121. 12. Клайн Л.Э., Дэл Л.Ж. Самостоятельные разряды с предыонизацией, используемые для накачки лазерных сред // Газовые лазеры: Пер. с англ. / Под ред. И.Мак-Даниэля и У.Нигэна.–М.: Мир. 1986.–гл.13.–С.461-502. 13. High-power XeCl discharge laser with a large active volume / T.Hasama, K.Miyazaki, K.Yamada e.a. // J.Appl. Phys. – 1987. – Vol.61, №.9. – P.4691–4693. 14. Верховский В.С., Мельченко С.В., Тарасенко В.Ф. Генерация на молекулах XeCl при возбуждении быстрым разрядом // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №2. – С.417–419. 15. Боровков В.В., Воронин В.В., Воронов С.Л. и др. Высокоэффективные газовые лазеры на основе трехэлектродной схемы формирования двойного разряда // Квант. электрон. – 1996. – Т.23, №1. – С.41–42. 16. Баранов В.Ю., Борисов В.М., Христофоров О.Б. Эксимерный электроразрядный лазер с плазменными электродами // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №1. – С.165–167. 17. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Низкоимпендансный генератор высоковольтных импульсов // ПТЭ. – 1990. – №3. – С.99–101. 18. Влияние параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера / С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.91–96. 19. Влияние параметров LC-инвертора на выходноую энергию XeCl-лазера / С.С. Ануфрик, А.П. Володенков, К.Ф. Зноско, А.Д. Курганский // Лазерная физика и спектроскопия: Труды конференции под ред. А.А. Афанасьева.–Минск: Институт физики НАНБ, 1997.–т.1,–С.200-203. 20. Ануфрик С.С., Володенков А.П., Зноско К.Ф. Энергетические характеристики XeCl-лазера с возбуждением LC-инвертором // ЖПС.–1999.–т.66,№5.– С.702–707. 21. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Оптимизация двухконтурной схемы возбуждения ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1989. – С.87–91. 22. Anufrik S.S., Znosko K.F., Kurgansky A.D. XeCl-laser with LC-circuit excitation research // Abstracts III-rd Symposium on Laser Technology. Szcecin-Swinoujscie, 24–27 September 1990. – P.47–48. 23. Anufrik S.S., Znosko K.F., Kurgansky A.D. XeCl-laser with LC-circuit excitation research // SPIE. – 1991. – Vol.1391. – P.87–92. 24. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Влияние параметров контура возбуждения на длительность и форму импульса генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико-электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.86–90. 25. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Володенков А.П., Исследование энергети­ческих и временных характеристик генерации XeCl-лазера // Программа и тезисы докладов XIV Литовско-Белорусского семинара.– Прейла: Литва.–1999.–с.16. 26. Квазистационарный режим возбуждения электроразрядных лазеров / Ю.И.Бычков, С.В.Мельченко, Г.А.Месяц и др. // Квант.электрон. – 1982. – Т.9, №12. – С.2423–2431. 27. Бураков В.С., Бохонов А.Ф., Неделько М.И. Компактный электроразрядный ХеС1-лазер // ЖПС. – 1994. – Т.61, №3–4. – С.287–301. 28. Польский Ю.Е., Ситенков Ю.Л., Хохлов Ю.М. Влияние индуктивности разрядного контура на величину удельного энерговклада в импульсных лазерах с несамостоятельным разрядом // Радиотехн. и электрон. – 1988. – Т.33, №3. – С.564–568. 29. Hiramatsu M., Goto T. Compact and reliable discharge-pumped HeCl-laser with automatic preionization // Rev.Sci. Instrum. – 1986. – Vol.57, №4. – P.534–538. 30. Тарасенко В.Ф., Федоров А.Н. Характеристики электроразрядного ХеС1-лазера // Изв. Вузов. Физ. – 1981. – Т.24, №2. – С.15–19. 31. Efficient and compact discharge XeCl-laser with automatic UV preionization / K.Miyazaki, Y.Toda, T.Hasama, T.Sato // Rev.Sci. Instrum. – 1985. – Vol.56, №2. – P.201–204. 32. Бураков В.С., Бохонов А.Ф., Титарчук В.А. Электроразрядный эксимерный лазер с различными схемами питания и типами резонаторов. – Минск, 1987. – 42 с. – (Препринт / ИФ АН БССР; №457). 33. Long W.H., Plummer M.J., Stappaerts E.A. Efficient discharge pumping of an XeCl-laser using a high-voltage prepulse // Appl.Phys. Lett. – 1983. – Vol.43, №8. – P.735–737. 34. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф. Влияние состава активной среды ХеС1-лазера на его энергию генерации // Тез.докл. VI Всесоюз. конф. “Оптика лазеров”. – Ленинград, 2–7 марта 1990. – С.109. 35. Елецкий А.В. Эксимерные лазеры // УФН. – 1978. – Т.125. – Вып.2. – С.279–314. 36. Hogar D.C., Kearsley A.J., Webb C.E. Resistive stabilisation of a discharge-excitrd XeCl-laser // J.Phys.D: Appl.Phys. – 1980. – Vol.13, №2. – P.225–228. 37. В.М.Багинский, П.М.Головинский, В.А.Данилычев и др. Динамика развития разряда и предельные характеристики лазеров на смеси Не-Хе-НС1 // Квант. электрон. – 1986. – Т.13, №4. – С.751–758. 38. Osborne M.R. and Hutchinson M.H.R. Long pulse operation and premature termination of a high-power disharge pumped XeCl laser // J.Appl.Phys. – 1986. – Vol.59, №3. – P.711–715. 39. Sarjeant W.J., Alcoock A.J., Leopold K.E. Parametric Study of a Constant E/N. Pumped High-Power KrF* Laser // IEEE J.Quant. Electron. – 1978. – Vol.14, №3. – P.177–184. 40. Sato I., Inone M., Haruta K., Nagai H., Murai Y.// Appl Phys Letts. 64, 679 (1994). 41. Басов В.А., Коновалов В.А. Электроразрядный ХеС1–лазер с КПД 4% и энергией генерации 14 Дж // Квант. электрон. – 1996. – Т.23,№9 – С.787–790. 42. Демьянов А.В., Кочетов И.В. Оптимизация параметров электроразрядного ХеС1–лазера с двойным разрядом и магнитным ключом. // Квант. электрон. – 1995. – 22. – №5. – С.467–474. 43. С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д. Курганский. Система возбуждения широкоапертурного электроразрядного XeCl-лазера.// Тезисы докладов II Международной конференции по лазерной физике и спектроскопии.-Гродно, с.115-116(1995). 44. С.С.Ануфрик, К.Ф.Зноско, А.Д. Курганский. Влияние параметров LC-контура на энергию генерации XeCl-лазера.// Квантовая электроника, Т.16, №11, с.2228- 2231 (1989). 45. С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д. Курганский. Многоцелевая лазерная система на основе эксимерных сред.// Тезисы докладов III Международной конференции по лазерной физике и спектроскопии.-Гродно, с.165- 168(1997). 46. С.С. Ануфрик. Молекулярные лазеры на эксимерах и органических красителях. Автореферат докторской диссертации. ИФНАН. Минск, 2000. 47. S.S. Anufrik,A.P. Volodenkov,K.F. Znosko. The systems of excitation of discharge-pumped excimer lasers. Abstracts Belarusian-German Seminar “ Laser and Their Applications”, Grodno, September 5-9, 2000/ Minsk, Institute of Phys., 2000-p.33-34. 48. Газовые лазеры: Пер. с англ. / Под ред. И.Мак–Даниеля и У.Нитэна. – М.: Мир, 1986. – 548 с. 49. Taylor R.S. Preionization and discharge stability study of long optical pulse duration UV–preionized XeCl–lasers.// Appl.Phys. – Vol.B41. – P.1–24(1986). 50. Christov Ch.G., Chaltakova N.G. Simplified discharge model for excimer lasers.// Bul. J.Phys. – Vol.15–5. – P.497–506(1988). 51. С.С. Ануфрик, К.Ф. Зноско,А.П. Володенков. Исследование энергетических и временных характеристик XeCl-лазера.// Литовский физический журнал. 2000, №8. 52. С.С. Ануфрик,К.Ф. Зноско, А.П. Володенков. Типоряд экспериментальных образцов эксимерных лазеров.// Тезисы белорусско-польского научно- практического семинара. 14-16 ноября 2000 г., Гродно. 53. С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский. Измерение напряжения и тока в электроразрядных эксимерных лазерах. //Тез. докл. Республ. научн.–техн. конф. “Электрофизические и прикладные вопросы высоковольтных измерений”. – Запорожье, 18–20 сент., – С.5–6(1990). 54. С.С. Ануфрик,К.Ф. Зноско,А.П. Володенков. Влияние системы предыонизации на энергию генерации XeCl-лазера.// Оптический журнал. 2000, т. 67, № 11, с. 38-45. 55. А.П. Володенков. Методика измерений, используемых при оптимизации электроразрядных эксимерных лазеров.//Материалы III Международной научно- технической конференции. Квантовая электроника. Минск - Ноябрь 2000, с.130- 131. 56. Техника высоких напряжений: теоретические и практические основы применения. / М. Бейер, В. Бёк, К. Мёллер, В. Цаенгль.-М.-Энергоатомиздат, 1989. 57. С.С. Ануфрик,К.Ф. Зноско,А.П. Володенков. Система возбуждения электроразрядного эксимерного лазера с автоматической предыонизацией и двухконтурным обострителем. // Материалы III Международной научно-технической конференции. Квантовая электроника. Минск - Ноябрь 2000, с.99-100.