Каталог :: Физика

Курсовая: Системы возбуждения эксимерных лазеров

               Министерство образования Республики Беларусь               
                          УЧРЕЖДЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ                          
                 «ГРОДНЕНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ                 
                            ИМЕНИ ЯНКИ КУПАЛЫ»                            
                 Кафедра лазерной физики и спектроскопии                 
                  Системы возбуждения эксимерных лазеров                  
                                                   курсовая работа
                                                         студента 4курса физико-
                                                         технического факультета
                                                                  Саковича Д. А.
                                                           Научный руководитель:
                                                           преподаватель кафедры
                                                           лазерной     физики и
                                                                   спектроскопии
                                                                 Володенков А.П.
                                   Гродно 2004                                   
     
     
РЕФЕРАТ
     Реферат курсовой работы  «Системы возбуждения эксимерных лазеров» 
студента физико-технического факультета УО Гродненский государственный
университет имени Янки Купалы     Саковича Д.А.
Объем  14 с., 1 рис., 1 табл., 7 источников.
Ключевые слова:
Эксимерный лазер,LC-контур, LC-инвертор, накачка.
Объект исследования –эксимерные лазеры.
Цель работы –  сделать обзор литературы по системам возбуждения эксимерных
лазеров.
Сделан обзор литературы по системам возбуждения эксимерных лазеров.
Полученные данные предпполагается использовать для совершенствования лазеров.
СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
     1. Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней мощностью
излучения 1 кВт
     2. Эффективная предыонизация в ХеС1-лазерах
     3. Возбуждение эсимерного KrF-лазера оптическим разрядом  в поле ИК
лазерного излучения
     Заключение
Список
использованных источников
     1.     Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней мощностью
                              излучения 1 кВт.                              
Для ряда перспективных применений эксимерных лазеров требуются как высокая
средняя мощность, так и значительная энергия в импульсе. В частности, созда­ние
ХеС1-лазера мощностью 1 кВт является одной из задач Европейской программы
EUREKA. В рамках этой программы немецкой фирмой Лямбда Физик был создан
XeCl-лазер со средней мощ­ностью излучения ~750 Вт при энергии в импульсе ~ 1.5
Дж. Система питания лазера включала в себя LC-инвертор и звено
магнитного сжатия. Недавно был сделан XeCl-лазер, в котором средняя мощность 1
кВт была достигнута при энергии в импульсе 10 Дж. Позже такой же уровень
средней мощности был получен в ХеС1-лазере, созданном французской компанией
Сопра при практически аналогичных параметрах лазерного излу­чения (энергия в
                импульсе 10 Дж при частоте повторения ~ 100 Гц).                
Ранее накачка лазера осуществлялась с по­мощью LC-инвертора, но без цепи
магнитного сжатия. В коммутатором LC-инвертора служили 6 тиратронов,
работающих параллельно. Высокие (свыше 10 Дж) энергии в схеме с классическим
LC-инвертором можно получить лишь при увеличении как давления, так и зарядных
напряжений LC-инвертора. Однако повышать давление в газодинамическом контуре
лазера крайне невыгодно из-за резко возрастающих требований к прочностным
характеристикам лазера и системе прокачки газа. Ис­пользовать слишком высокие
напряжения (свыше 30 кВ) также невыгодно, поскольку в этом случае необходимо
применять дорогие и не отличающиеся высокой надеж­ностью высоковольтные
коммутаторы.
В этом пункте определены условия накачки мощного XeCl-лазера, при которых
высокая энергия (~ 10 Дж) при частоте следования ~ 100 Гц, может быть
достигнута при умеренных давлениях (до 5 атм.) и за­рядных напряжениях (~ 30
кВ).
Модернизированная система накачки лазера содер­жала два параллельно соединенных
генератора импульс­ных напряжений, состоящих из двух последовательно
соединенных LC-инверторов. Такая система накачки позволяет получать
импульсное напряжение с амплиту­дой 100 кВ при зарядных напряжениях лишь 25 кВ
и использовать для коммутации импульсов с частотой повторения ~ 100 Гц
недорогие, надежно работающие тиратроны. Система также включает в себя звено
сжатия импульса на основе магнитного ключа и импульсно заряжаемые конденсаторы,
подключенные к электро­дам лазера с минимальной индуктивностью L к 25
нГн. Суммарная емкость конденсаторов равна суммарной емкости генератора
импульсных напряжений «в ударе» и составляет 100 нФ. Магнитный ключ выполнен в
виде насыщаемого малоиндуктивного цилиндрического одновиткового дросселя с
сечением сердечника ПО см2, изготовленного на основе ленты шириной
20 мкм из металлоаморфного сплава 2НСР с индукцией насыщения Bs= 
1.4Тл.
Поскольку при длительной работе эксимерного ла­зера в импульсно-периодическом
режиме энергия гене­рации снижается из-за выработки НС1, неизменная сред­няя
мощность эксимерного лазера обычно поддержи­вается за счет повышения зарядного
напряжения U схе­мы накачки. Затем, при достижении максимально
допу­стимого значения uq, производится регенерация газовой смеси и
долговременный цикл работы повторяется. Таким образом, для поддержания средней
мощности излучения лазера неизменной необходимо иметь запас по энергии
генерации лазера при максимально допусти­мом £0. В связи с
этим был предпринят поиск условий, обеспечивающих получение энергии генерации
свыше 10 Дж в широком диапазоне зарядных напряжений, не пре­вышающих 30 кВ и
соответствующих надежному долго­временному режиму работы тиратронов.
На рис.1 представлены зависимости разрядного напряжения С/2 (кривые 1, 2) и
амплитуды напряжения С/1 (кривая 3) на выходе генераторов импульсного
напря­жения от С/о. Прямая 6 показывает величину 4 С/о, которая
соответствует максимально возможным значениям C/i и С/2. Кривыми 4 и 5
обозначены зависимости коэффи­циента k передачи запасенной в
генераторах импульс­ного напряжения энергии в импульсно заряжаемую емкость 
С. На рис.1 видно, что с ростом С/о амплитуда генератора U сохраняет
максимально возможное значе­ние 4С/о вплоть до С/о ~ 23.5 кВ. Однако при этом
ампли­туды С/2 напряжения на разряде существенно отличаются от максимально
возможного значения 4С/о (кривые 1, 2). Для d = 8 см это
обуславливает достаточно малый коэф­фициент передачи энергии k = 0.56
(кривая 4), которому соответствует энергия генерации Е = 5.3 Дж
и КПД ц = 1.3% (рис.4, кривые 2). Увеличение d до 9 см приводит
к возрастанию амплитуды разрядного напряжения (кривые 1, 2) и повышению
коэффициента передачи энергии до k = 0.7 (кривая 5), что влечет за
собой рост энергии генерации до 7.5 Дж и КПД до 1.65% (рис.4, кривые 3).
Экстраполяция полученных результатов показывает, что если дальше увеличивать
межэлектродное расстоя­ние лазера d до 10.6 см, то энергия генерации 
Е « 10 Дж может быть получена с ц = 2.2% и k = 0.9 при
зарядном напряжении всего лишь 23.5 кВ, что существенно расши­ряет возможности
поддержания киловаттного уровня мощности излучения при длительной работе
лазера.
     
     k
Рис.1. Зависимости амплитуд напряжения на разрядном промежутке лазера (1, 2) 
и генератора импульсных напряжений (3), а также коэффициента передачи
энергии генератора в импульсно заряжае­мую емкость С (4, 5) от
зарядного напряжения для d = 8 (1, 4) и 9 см (2,5);б-4£/
0. сокращается с 240 до 190 не. Таким образом, энергия генерации
существенно повышается при увеличении ско­рости перекачки энергии в импульсно
заряжаемую ем­кость С. Однако поскольку время полной перекачки энергии
из генераторов импульсного напряжения в ем­кость С фиксировано и равно
300 не, это сопровождается уменьшением k (кривая 5, рис.5) и
соответственно ц (кривая 3, рис.4,6).
Требуемого для увеличения энергии генерации значи­тельного повышения С/о,
сопровождаемого снижением КПД, можно избежать при дополнительном сжатии
импульса накачки. Анализ полученных результатов по­казывает, что введение
дополнительного звена сжатия на основе магнитного ключа позволит получить при 
d = 10.6 см энергию генерации Е = 14 Дж с ц « 2.3% при С/о =
27.5 кВ. Это является одной из задач про­граммы реализации долговременной
устойчивой работы XeCl-лазера со средней мощностью излучения 1 кВт.
Таким образом, нами исследованы характеристики широкоапертурного XeCl-лазера
киловаттного уровня средней мощности (10 Дж, 100 Гц) с модернизированной
системой питания в виде последовательно соединенных LC-инверторов и магнитного
звена сжатия импульса, отличающейся пониженными зарядными напряжениями (С/о
< 30 кВ). На основе анализа условий возбуждения активной среды лазера
рассмотрена возможность реали­зации режима с выходной мощностью 1 кВт,
обеспечи­вающего поддержание неизменного уровня мощности лазера при
долговременной работе.
               2. Эффективная предионизация в ХеС1-лазерах.               
Предыонизация в ТЕА-лазерах является ключевым фактором, определяющим такие
характеристики, как энергия генерации, ее стабильность от импульса к им­пульсу,
время жизни газовой смеси. Использованная еще в первых моделях TEA CO-лазеров и
эксимерных лазе­ров предыонизация газа УФ излучением от рядов искр,
расположенных по обеим сторонам разрядного объема, остается в настоящее время
широко распространенной для лазеров с малой апертурой. Так, в коммерческих
эк­симерных лазерах, выпускаемых фирмой «Лямбда-Фи­зик», для апертур разряда
порядка 1 см2 при оптимально малом энерговкладе искровая УФ
предыонизация обес­печивает относительную нестабильность энергии им­пульсов
генерации менее 1 % при времени жизни газовой смеси 20 млн. импульсов [1].
Однако при увеличении апертуры разряда искровая предыонизация становится
неэффективной [2], т.к. не обеспечивает однородности предыонизации газового
объема и, как следствие, тре­буемой однородности объемного разряда.
Активный объем можно увеличить, осуществляя предионизацию через
полупрозрачный электрод. В работе [3] в качестве источника УФ предионизации в
ХеС1-ла­зере использовался коронный (барьерный) разряд, од­нако малая
интенсивность его УФ излучения не позво­лила увеличить сечение разряда свыше
4 х 2.5 см даже при сравнительно низком удельном энергосъеме ~0.8 Дж/л.
Импульсно-периодический XeCl-лазер, обладаю­щий энергией генерации 2.6 Дж и
рекордной на сегодняш­ний день средней мощностью 2.1 кВт [3], состоял из трех
модулей с суммарной длиной основного разряда поряд­ка 3 м, так что один из
габаритных размеров лазера равнялся 5.2 м.
Для ХеС1-лазеров с большим объемом активной сре­ды одним из эффективных
способов предыонизации яв­ляется применение рентгеновского излучения. Однако
сложность устройства рентгеновского источника преи­онизации и необходимость
биологической защиты огра­ничивают возможности широкого внедрения лазеров с
предыонизацией данного вида. Кроме того, нам неиз­вестны данные о ресурсе
газовой смеси в лазерах с рент­геновской предыонизацией при высокой частоте
повто­рения импульсов. Этот ресурс может быть невысок, т. к. рентгеновское
излучение может способствовать эффек­тивному образованию в рабочей газовой
смеси лазера химических соединений, отрицательно сказывающихся на лазерных
параметрах.
В [4] был развит альтернативный способ предвари­тельной ионизации
широкоапертурных газовых лазеров - ионизация УФ излучением скользящего разряда
(СР) по поверхности диэлектрика. В [5] было показано, что такая предионизация,
осуществляемая через полупрозрачный электрод, обеспечивает получение объемного
разряда с апертурой d х Ъ и 12 х 10 см (d — 
межэлектродное рас­стояние, Ъ — ширина разряда) и энергию генерации до
20 Дж в импульсном ХеС1-лазере. В [6] мы, используя пред-ыонизацию СР, впервые
получили среднюю мощность электроразрядных эксимерных лазеров 1 кВт (10 Дж, 100
Гц) в импульсно-периодическом режиме.
В настоящей работе при помощи УФ излучения вспо­могательного СР исследуются
наиболее эффективные режимы предионизации в XeCl-лазерах. Определены
ха­рактеристики излучения компактного XeCl-лазера в им­пульсно-периодическом
режиме при различных комби­нациях энергии и длительности импульса генерации.
     Электродная система широкоапертурных лазеров с УФ предыонизацией излучением СР
Поиск эффективных условий предыонизации прово­дился для ряда импульсно-
периодических XeCl-лазеров с предыонизацией УФ излучением СР. На рис.1
показана
Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах
205
     
Рис.1. Электродная система лазера с УФ предыонизацией излуче­нием СР:
     1 — высоковольтный электрод; 2—заземленный щелевой электрод; 
3 — ножевой электрод; 4 — сапфировая пластина; 5 — охлаждаемая
ме­таллическая подложка.
Компактная электродная система широкоапертурного ХеС1-лазера. Основной
объемный разряд формировался между двумя электродами, профилированными по
моди­фицированному профилю Чанга. Позади полупрозрач­ного электрода
располагался источник УФ предионизации в виде вспомогательного СР по
поверхности ди­электрика. В качестве диэлектрика использовалась сап­фировая
пластина, расположенная на охлаждаемой ме­таллической подложке, служившей
электродом, на кото­рый подавалось импульсное отрицательное напряжение.
Ножевой электрод системы формирования СР соединял­ся с заземленным
полупрозрачным электродом дискрет­ными параллельными проводниками. СР
развивался с ножевого электрода в обе стороны и замыкался на грани
металлической подложки. УФ излучение слоя плазмы СР, который однородно
покрывал поверхность диэлек­трика, обеспечивало предионизацию активного
объема лазера, распространяясь через полупрозрачный элект­род. Сравнительное
исследование показало, что для ХеС1-лазеров с объемом активной среды ~ 1 л
эффектив­ность использования энергии, затрачиваемой на предио­низацию, в
случае применения СР в 5 раз выше, чем при боковой предионизации искровыми
разрядами. При этом преимущества УФ предионизации излучением СР наиболее
полно проявляются с увеличением поперечного сечения активной среды лазера.
На начальном этапе развития широкоапертурных ла­зеров с УФ предыонизацией
излучением СР полупро­зрачный электрод изготавливался перфорированным с
диаметром отверстий 1 мм и прозрачностью 50 %. Пер­форация выполнялась в
рабочей части электрода толщи­ной 1.0-1.2 мм [6,7]. Использование
перфорированных электродов приводило к коллимации потока УФ излуче­ния от СР,
поступающего в активный объем лазера через туннелеобразные отверстия
перфорированного электро­да, и, соответственно, к неоднородности основного
раз­ряда, проявляющейся в его протекании в виде диффуз­ных каналов,
привязанных к отверстиям перфорации [7]. Для устранения этого эффекта был
разработан новый тип полупрозрачного профилированного электрода, в котором УФ
излучение от СР проходит в разрядный объем не через отверстия, а через щели,
ориентирован­ные перпендикулярно продольной оси электрода (рис.1). Ширины
щелей и перегородок были равны 1 мм, так что прозрачность рабочей части
электрода составляла 50 %. С использованием таких щелевых полупрозрачных
элек­тродов повышается КПД лазера и достигаются высокие однородность разряда
и качество лазерного пучка [8].
     Экспериментальное исследование оптимальных условий предыонизации
Первый эксперимент, показавший нам важность пра­вильного выбора условий
предыонизации [9], прово­дился на ХеС1-лазере с апертурой d х Ъ = 7.8 х
4.4 см. Для возбуждения основного объемного разряда и вспо­могательного СР
использовались две отдельные С-С-схемы питания, коммутируемые одновременно. При
варьировании времени зарядки импульсного конденса­тора, подсоединенного к
электродам основного объем­ного разряда, было замечено, что при близких
времен­ных режимах ввода электрической энергии в разряд и неизменном импульсе
УФ излучения СР энергия генера­ции значительно увеличивалась при уменьшении
скоро­сти роста разрядного напряжения.
На рис.2 показаны рост приведенной напряженности электрического поля E(f)/N
(N- плотность частиц газа) на разрядном промежутке лазера и осциллограмма
им­пульса /рг(г) УФ излучения предыонизатора. При усло­виях
предыонизации, представленных на рис. 2,6, энергия генерации оказалась в 3 раза
выше, чем в случае рис.2,а, характеризующегося большей скоростью нарастания 
E/N.
В вышеописанном эксперименте положение импульса разрядного напряжения было
фиксировано по отноше­нию к импульсу предыонизации, и для лучшего понима­ния
столь резкого увеличения энергии генерации был проведен второй эксперимент на
XeCl-лазере с аперту­рой d х Ъ = 5 х 3 см. В этом лазере ввод энергии в
ос­новной разряд осуществлялся электрической схемой с LC-инвертором и двумя
ступенями магнитного сжатия импульса накачки, подобной описанной в [10].
Энерго­вклад в СР проводился с помощью независимой схемы импульсного питания,
позволявшей варьировать как энергию, вводимую в СР, так и момент его включения.
На рис.3,а представлено взаимное положение им­пульсов напряжения £/(?),
подаваемого на электроды ла­зера, и интенсивности УФ излучения СР /pr
(?)- Этому со­ответствует временная задержка между ними, равная нулю. Нулевая
задержка (та = 0) выбрана так, что на­чало импульса излучения предыонизатора 
Ipr(t) соответ-
10 8 6 4
В-см2); /рг (отн. ед.)
     
     
О    tc     ts 100
200       \Л (не)  О
100
200     t (не)
Рис.2. Положение импульса УФ излучения предыонизатора /рг(<)
от­носительно импульса приведенной напряженности электрического поля 
E(f)/Ntia. разрядном промежутке лазера при длительностях 140 (а) и 280 не 
(б) фронта нарастания E/N, соответствующих энергии генерации 2 (а) и
6 Дж (б) для смеси HCl:Xe:Ne = 0.35:2.5:400 кПа.
1/(кВ); /рг (отн. ед.)
30
20
10
О
-10
     
     
-400        -200           0           200 <(нс)
2.5 2.0 1.5 1.0
0.5 -100     0      100   200    300   400  та(нс)
Рис.3. Оптимальное положение импульса разрядного напряжения U(t) 
относительно импульса предыонизации Ipr(t) (а) и зависимости
энергии генерации E\3S от времени задержки tj
между импульсами U(t) и /рг(<) при энерговкладах во
вспомогательный СР 0.17 (7), 0.42 (2) и 1 Дж (5) (б).
соответствует моменту достижения на разрядном промежутке лазера приведенной
напряженности электрического поля (E/N)C, при которой
реализуется ионизационно-прилипательное равновесие в газе на предпробойной
стадии развития объемного разряда: Vi(E/N) = va(E/N), где
v;, va - частоты ионизации и прилипания электронов.
В эксперименте импульс разрядного напряжения U(t) неизменной формы можно
было сдвигать по времени относительно его положения, показанного на рис.3,а,
из­меняя таким образом время та задержки импульса на­пряжения на разряде
относительно импульса предиони­зации.
При минимизированном энерговкладе в СР предионизатора (кривая 7 на рис.3,6)
зависимость £1ias(td) име­ет четко выраженный
максимум при та и 0. Это озна­чает, что предыонизация наиболее эффективно
осуще­ствляется именно с момента достижения ионизационно-прилипательного
равновесия в разрядном промежутке лазера. Рассмотрение зависимостей на рис.3,6
показы­вает, что увеличение энергии, затрачиваемой на предионизацию,
значительно расширяет диапазон временной задержки (—15 ^ та ^ 200 не), при
которой предыониза­ция максимально эффективна. При этом для лазера с магнитной
компрессией импульса накачки и характерной скоростью нарастания разрядного
напряжения dU/dt ~ 2- 10П В/с увеличение энерговклада во
вспомогательный СР свыше Ерг и 0.42 Дж нецелесообразно, т.
к. не приво­дит к повышению энергии генерации лазера или к замет­ному изменению
зависимости £ias от та (кривые 2,3 на рис.3,6).
Третий эксперимент был проведен на XeCl-лазере с размерами разряда 5 х 3 х 70
см. Отличительной особен­ностью этого лазера является использование для накачки
основного разряда схемы с предимпульсом [2], обеспечи­вающей энергию импульса
генерации E\as ^ 3 Дж при КПД ц к 3.6 % и
длительность импульса генерации ~ 120 не.
На рис.4,а показано оптимальное положение им­пульса УФ предионизации /рг
(?) относительно импульса напряжения на электродах основного разряда U(t), 
а так­же осциллограммы тока через разряд I(f) и импульса генерации /i
as(?). По сравнению со схемой с магнитной компрессией импульса накачки
(рис.3,а) здесь начальный участок импульса напряжения на разряде U(t) 
отлича­ется большей длительностью (свыше 0.5 мкс) и, следова­тельно, малой
скоростью нарастания dU/dt < 5-Ю10 В/с (рис.4,а). Этому
соответствует больший (не менее 0.2 мкс) временной интервал эффективной
предионизации на стадии роста разрядного напряжения (как это видно из
зависимостей £1ias(ta), представленных на рис.4,6).
Как видно из зависимостей U(t), Ipi(t), приведенных на рис.4,а,
особенностью рассматриваемой техники на­качки является реализуемое
непосредственно перед до­стижением максимума напряжения на разрядном
проме­жутке лазера резкое увеличение скорости нарастания это­го напряжения (до
~5'10П В/с), что облегчает условия зажигания однородного объемного
разряда за счет боль­шого перенапряжения. При этом в соответствии с
зави­симостями 7,2 на рис.4,6 максимальные энергия генера­ции и КПД
лазера достигаются при значительно мень­ших (примерно на порядок величины)
энерговкладах в СР рг и 25 мДж), чем для схемы с не столь
высокой скоростью нарастания напряжения (рис.3,6).
В результате оптимизации режимов предыонизации и возбуждения активной среды
энерговклад во вспомога­тельный СР составил лишь 0.025 % от энерговклада в
ос­новной объемный разряд компактного высокоэффектив­ного 0/ > 3 %)
импульсно-периодического ХеС1-лазера.
1/(кВ);
     Ipr, I, lias
(отн. ед.) 20
-20
-40
     
-600
-300
300
'(не)
*(Дж) 3
     
-300
о
300
та (не)
Рис.4. Экспериментальные осциллограммы импульса предыониза­ции Ipr
(t), разрядного напряжения U(t), тока /((), импульса генерации
las(') (и) и зависимости энергии генерации XeCl-лазера от tj при
энерговкладах во вспомогательный СР 10 (1) и 25 мДж (2) (б) для 
схемы накачки с высоковольтным предымпульсом.
Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах
207
Р(Вт) 600
400 200
О
     
О
100
200
/(Гц)
Рис.5. Зависимости средней мощности XeCl-лазера Р (1 — 3) и
от­носительной нестабильности энергии генерации а (4—6) от частоты
следования импульсов при длительности импульсов генерации 120 (1,4), 70 
(2,5) и 45 не (5), 6).
     Характеристики режима с высокой частотой следования импульсов
Простой и надежный предыонизатор на базе СР хо­рошо вписывается в конструкцию
импульсно-периоди-ческого эксимерного лазера. Используя предыонизатор этого
типа, мы создали компактный универсальный ХеС1-лазер со средней мощностью
излучения 500 Вт. Электроразрядная система лазера, показанная на рис.1, и
обеспечивающая скорость газа ~ 25 м/с при межэлект­родном расстоянии d = 5
— 1 см система прокачки, по­добная использованной в [10] для создания
KrF-лазера мощностью 600 Вт, размещались в алюминиевой трубе длиной 1.2 м с
внутренним диаметром 42 см.
Некоторые зависимости, характеризующие универ­сальный XeCl-лазер, приведены на
рис.5. Зависимость средней мощности лазерного излучения Р от частоты
следования импульсов/при длительности генерации 120 не (кривая 1 на
рис.5) была получена при использовании схемы накачки с высоковольтным
предымпульсом, ха­рактеристики которой приведены на рис.4. Зависимости P(f) 
при длительности импульса генерации 70 и 45 не (кривые 2,3 на рис.5)
были получены для схем возбужде­ния, использующих LC-инвертор и две ступени
магнит­ного сжатия.
На рис.5 показано также поведение относительной нестабильности энергии генерации 
а в зависимости от частоты следования импульсов (кривые 4—6). Из
рас­смотрения этих кривых видно, что относительная неста­бильность энергии
генерации не превышает 1 %, что сви­детельствует о высокой эффективности
используемого режима предыонизации.
     Анализ результатов
Для характеристики и сравнения режимов предыони­зации на временном интервале
роста напряжения на раз­ряде введем параметр nf0 [9]:
f's             Г    Г
-     4(0 ехр-     0;
J /с                      I       J tc
ос /Рг(?) - скорость производства фотоэлектронов в единице разрядного
объема, пропорциональная интен­сивности УФ излучения предыонизатора; t
c - момент времени достижения ионизационно-прилипательного
равновесия: Vi(tc) = va(?c); t
s - момент времени, к которо­му произошел существенный (в 3 —10 раз)
рост числа эле­ктронов в лавинах, при этом J,s(v; — va
)dt ~ 1 — 2. Пара­метр nf0 эквивалентен обычной начальной
плотности электронов иео, т. к. при t ^ ts
Л* (О
     ft
л^ехр     vidt'. Jtc
Из расчетов с привлечением количественных данных по константам скоростей
ионизации и прилипания [5] следует, что для газовой смеси HCl:Xe:Ne =
0.35:2.5:400 кПа отношение (£/-/V)c«2.3-10~17 В-см
2 (рис.2). При этом, если в случае рис.2,а к моменту времени tc 
и 20 не фото­электроны еще не производились предионизатором, то в случае рис.2,6
к моменту времени tc их наработано до­статочно большое число
(~ (1/3)и^), причем они почти не гибли, т. к. уагс <
0.2. В итоге для случая рис.2,а nf0 в 3.5 раза меньше, чем
для случая рис.2,6. Более того, при меньшей скорости роста напряжения (рис.2,6)
коэффици­ент размножения электронов в лавинах К= \п(пе/п^} 
при t ^ ts + 40нс во много (значительно больше 1.6) раз
меньше, что отдаляет во времени наступление критиче­ских условий потенциального
перехода в стример  и 20) и приводит к большему диффузионному
расплыванию лавин и их более полному перекрытию.
На осциллограммах рис.2 видна общая качественная особенность временного режима
предионизации: сохра­нение значительной интенсивности фотоионизации до момента
существенного роста числа электронов в лави­не ts. Из этого
можно заключить, что в обоих случаях нет условий для образования обедненной
электронами зоны вблизи катода из-за их дрейфа до момента ts.
Из приведенного рассмотрения следует, что эффек­тивной является предыонизация на
определенном опти­мальном временном интервале роста напряжения на разрядном
промежутке. Данный интервал находится в окрестности момента достижения
ионизационно-прили­пательного равновесия tc, и его верхняя
граница соответ­ствует моменту существенного роста электронов в лави­нах t
s. При этом качество разряда и, соответственно, интенсивность
генерации будут высокими, если к момен­ту ts будет
достигаться некая пороговая для данных ус­ловий возбуждения разряда
концентрация электронов nf0. Эффективность предионизации,
понимаемая как минимальность энергетических затрат на предионизацию при
максимальной энергии генерации лазера, опре­деляется оптимальностью способа
достижения требуе­мой пороговой концентрации nf0 к моменту
времени t$.
Кривая 7 рис.3,6 подтверждает сказанное выше, т. к. при минимизированном
энерговкладе в СР предыониза­тора максимум энергии генерации получен именно
тогда, когда импульс УФ излучения СР реализовался на вре­менном интервале t
c < t < ts. Если импульс УФ
излуче­ния СР реализуется позже оптимального момента вре­мени, показанного на
рис.3,а, энергия генерации резко падает (отрицательная область задержек та на
рис. 3,6), поскольку фотоэлектроны, созданные после момента времени ts
, уже не дают начало дополнительным лави­нам с большим числом электронов и
большими разме­рами, способным эффективно (с точки зрения однород­ности
разряда) перекрыться, т. е. не повышают уровень предионизации nf0
. В случае, когда импульс УФ излуче­ния осуществляется раньше оптимального
момента времени (положительная область задержек та на рис.3,6), энергия
генерации также падает, т. к. к моменту ts нара­батывается и
сохраняется меньшая концентрация фото­электронов из-за их прилипания. Однако,
если увеличить энерговклад в СР, энергия генерации сохраняется высо­кой и в
области положительных задержек та (кривые 2,3 на рис.3,6), поскольку к
моменту ts еще сохраняется тре­буемая концентрация
фотоэлектронов.
При использовании схем накачки с предимпульсом высокая скорость нарастания
напряжения на предпробойной стадии разряда снижает требования к пороговой
концентрации фотоэлектронов, обеспечивающей высо­кое качество основного разряда
и максимальную энер­гию генерации XeCl-лазера (рис.4). В то же время,
по­скольку предыонизация осуществляется на начальном участке фронта импульса
напряжения с малой скоро­стью нарастания, то интервал времени от tc 
до ts (Т = tc — ts) увеличивается. Соответственно
увеличивается и диапазон задержек та, при которых высокая энергия ге­нерации
сохраняется (рис.4,6).
     Заключение
Обоснован режим эффективной предыонизации в эк-симерных XeCl-лазерах,
заключающийся в ее осуществ­лении на оптимальном временном интервале роста
раз­рядного напряжения с оптимально сформированным фронтом. Показано, что
длительность временного ин­тервала, соответствующего максимальной
эффективно­сти предионизации, возрастает при снижении скорости роста разрядного
напряжения dU/dt, когда отношение E/N находится в определенной
окрестности значения, соответствующего ионизационно-прилипательному рав­новесию
(v; = va) в разрядном объеме. В то же время уве­личение dU/dt 
на этапе лавинного размножения фото­электронов резко снижает уровень
предионизации, необ­ходимый для достижения максимального КПД лазера,
существенно повышая ее эффективность.
Показано, что предыонизация УФ излучением СР, осуществляемая в оптимальном
режиме, позволяет при очень малом энерговкладе в СР (~ 100 мДж) добиваться
высоких энергий генерации ХеС1-лазеров с различными условиями ввода энергии в
основной разряд. Этот факт имеет важное значение для импульсно-периодического
режима работы лазеров, поскольку при таком малом энерговкладе в источник
предионизации, во-первых, не вносится существенных возмущений в газовую среду
лазера и, во-вторых, обеспечивается приемлемо малое рас­пыление электродов
системы формирования вспомога­тельного разряда. Таким образом, предионизатор не
яв­ляется препятствием для повышения ресурса исполь­зования как газовой смеси,
так и оптических окон лазера при его долговременной работе, что является
необходи­мым условием использования лазеров в технологии. Кроме того, при
снижении энерговклада в СР ресурс са­мого предыонизатора также увеличивается.
При исполь­зовании предыонизатора на базе СР в компактных
импульсно-периодических ХеС1-лазерах со средней мощно­стью излучения 500 Вт не
отмечено случаев разрушения диэлектрика предыонизатора при наработке,
превышаю­щей 108 импульсов.
     3. Возбуждение эксимернго KrF-лазера оптическим разрядом в поле ИК лазерного
                                 излучения.                                 
В настоящее время экеимерные лазеры (ЭЛ) являются мощными и эффективными
источниками когерентного излучения в УФ области спектра. Для их возбуждения
широко применяются пучки элект­ронов высокой энергии и электрический разряд.
При этом КПД по вложенной энергии многих ЭЛ достигает 10 %. Известны
эксперименты по эффек­тивному возбуждению ЭЛ СВЧ разрядом в поле импульсного
СВЧ излучения в сходящихся конусо­образных волноводах [1]. В связи с этим
представля­ет несомненный интерес возможность возбуждения лазеров на
эксимерах (например, KrF, ArF и др.) мощным ИК лазерным излучением, когда в
средах этих лазеров развивается оптический разряд.
Эффективными источниками ИК лазерного из­лучения являются импульсные химические
лазеры на цепной реакции водорода со фтором. В результа­те ранее проведенных
нами исследований была показана возможность создания чисто химических HF- и DF
- СО2-лазеров на так называемой фотонно-разветвленной реакции. На их
основе возможно создание многокаскадных систем химических лазе­ров, где импульс
выходного излучения каждого предыдущего лазера инициирует работу после­дующего,
излучающего импульс с энергией, бол­ьшей в 10-20 раз [2]. Таким образом, для
трехкаскадной системы выходная энергия ИК лазерного излучения будет превышать
энергию входного им­пульса в 103 - 104 раз. Если конечным
каскадом служит ЭЛ, возбуждаемый оптическим разрядом в поле ИК излучения
импульсного химического лазе­ра с КПД ~ 10 %, то возможно получение импульса УФ
лазерного излучения с энергией, в 102 - 103 раз
  превышающей затраченную на инициирование хи­мического трехкаскадного лазера.  
В настоящей работе исследуется среда KrF-лазера, в которой оптический разряд
возникает под действием ИК лазерного излучения. Рассматри­вается возможность
эффективного возбуждения ла­зера на смеси F2-Kr-He импульсами
излучения с длиной волны 10,6 и ~3 мкм длительностью 20-150 не и исследуется
прохождение возбуждающего ИК лазерного излучения через среду ЭЛ.
Рассмотрим среду KrF-лазера (смесь F2-Kr-Не), на которую действует
импульс ИК лазерного излучения с интенсивностью в максимуме /тах,
при которой возможно развитие в данной среде оптиче­ского разряда и
обеспечивается наработка достаточ­ной концентрации электронов (Ne 
~ 1016 см~3). Первичные "затравочные" электроны в среде ЭЛ
могут возникать при испарении в поле ИК излуче­ния ультрадисперсных частиц,
почти всегда наход­ящихся в газах, из которых приготовляют лазерную смесь. Эти
частицы веществ, не реагирующих со фтором, имеют размеры 0,01-0,1 мкм и
концентра­цию и~ 106 см~3. Если такие частицы отсутствуют
в смеси ЭЛ, их туда следует инжектировать с кон­центрацией, не меньшей 105 
см~3.
Итак, частицы с размерами менее 0,1 мкм будут испаряться под действием ИК
лазерного излучения с соответствующей интенсивностью за времена, мно­го меньшие
длительности возбуждающего импуль­са. При этом образуются свободные
термоэлектро­ны, переходящие в газовую среду вместе с нейт­ральными атомами и
ионами. "Микропробои" в парах вещества частиц также сопровождаются
об­разованием свободных электронов в лазерной сме­си. Возникающие свободные
электроны будут бы­стро набирать энергию в поле ИК излучения, вызывая в ходе их
диффузии в лазерную среду ионизацию атомов и молекул с образованием новых
электронов. При этом вследствие быстрого набора энергии электронами
сравнительно малое их ко­личество будет захватываться молекулами фтора в
реакции F2 + e-»F~ + F [3]. Сечение этого процесса падает при
энергиях электронов свыше 0,3 эВ [4], электроны же в ходе развития электронной
лавины в среде ЭЛ будут иметь среднюю энергию е^З эВ, если скорость их
диссоциативного прилипания к молекулам фтора меньше скорости ионизации
ком­понентов смеси. Таким образом, в поле ИК лазер­ного излучения
соответствующей интенсивности электроны диффундируют в лазерную среду, не
уменьшаясь в количестве. При этом коэффициент диффузии электронов с е^З эВ
составляет Z)<?~3-103 см2/с в смесях с
давлением р~\ атм. Время диффузионного смешения электронов т^« R
2/l6De (R - среднее расстояние между ультрадис­персными
частицами) при и~ 106 см~3 составит 2 не. Итак, в поле
возбуждающего ИК излучения соот­ветствующей интенсивности в среде KrF-лазера за
время порядка нескольких наносекунд возникает практически однородная
концентрация первичных свободных электронов. Далее под действием излуче­ния с
подходящей пиковой интенсивностью /тах в среде развивается
электронная лавина и концентра­ция электронов быстро возрастает, достигая
макси­мума спустя некоторое время после пика возбуж­дающего импульса. Затем по
мере спадания интен­сивности ИК лазерного излучения концентрация электронов
может уменьшаться из-за их диссоциа­тивного прилипания к молекулам фтора.
Таким образом, импульс ИК лазерного излуче­ния с соответствующей максимальной
интенсив­ностью /тах может обеспечивать в среде ЭЛ как предионизацию
за счет испарения ультрадисперс­ных частиц, так и наработку необходимой для
возбуждения ЭЛ концентрации свободных электро­нов. В рассматриваемом случае
будет происходить возбуждение ЭЛ оптическим разрядом в поле ИК лазерного
излучения. При этом оптимальная для возбуждения ЭЛ концентрация электронов (10
15-1016 см~3) будет нарабатываться при
соответст­вующей оптимальной интенсивности возбуждающе­го излучения в
максимуме. Вследствие ослабления ИК лазерного излучения электронами с указанной
концентрацией необходима фокусировка возбуж­дающего импульса оптической
системой с подход­ящим фокусным расстоянием . Как показывают дальнейшие
расчеты, это может обеспечить нара­ботку практически постоянной максимальной
кон­центрации электронов на достаточно большой дли­не в среде KrF-лазера.
При действии возбуждающего ИК излучения с максимальной интенсивностью,
превышающей оп­тимальную, на входе в среду ЭЛ может развиваться оптический
пробой, при котором концентрация электронов достигает значений Ne 
~ 1018 см~3. Но при таких больших Ne 
ИК лазерное излучение будет заметно ослабевать по мере его дальнейшего
про-хрождения в среду ЭЛ. При этом вследствие очень сильной зависимости порога
пробоя от интенсивно­сти излучения пробой не возникает уже на сравни­тельно
небольшом (~ 1 см) расстоянии от входа возбуждающего импульса в лазерную среду.
Соот­ветственно и концентрация электронов будет резко падать с расстоянием до
значений, при которых воз­можно прохождение возбуждающего ИК лазерного
излучения в среду ЭЛ. При фокусировке пучка ИК излучения в лазерной среде будет
обеспечиваться наработка практически постоянной концентрации электронов,
зависящей от фокусного расстояния  при котором ослабление ИК излучения будет
ком­пенсироваться соответствующим сжиманием пучка из-за его фокусировки.
Например, как показывают расчеты, для импульса излучения длительностью ~ 10 не
с длиной волны 10,6 мкм, действующего на среду KrF-лазера (р к, 2 атм),
практически постоян­ная максимальная концентрация образующихся электронов N
e ж 1016 см~3 обеспечивается на доста­точно
большой длине (~1 м) при /«3,5 м. Для наработки же электронов с Ne 
ж 1015 см~3 требуется фокусировка возбуждающего
импульса оптической системой с фокусным расстоянием/» 20 м. Таким образом, для
обеспечения наработки в среде ЭЛ необходимой концентрации электронов N
e на бол­ьшой длине достаточно сфокусировать входное ИК лазерное
излучение оптической системой с соот­ветствующим фокусным расстоянием
однозначно определяющим значение Ne, которое практически не
зависит от интенсивности /тах на входе в лазерную среду.
Нами было проведено численное моделирова­ние процессов в среде KrF-лазера при
действии на нее ИК лазерного излучения с длинами волн 2,8 и 10,6 мкм. С этой
целью совместно решались урав­нения для температуры и концентрации свободных
электронов в поле ИК излучения, уравнения химиче­ской кинетики для концентраций
F2, Кг , Не , Кг + , Kr+2, F~, KrF
и скоростное уравнение генератора где /г - интенсивность излучения
KrF-лазера внутри резонатора; g - коэффициент усиления; а -
коэффи­циент фотопоглощения в лазерной среде; g, - порог резонатора; 
Vs - член, учитывающий спонтанное излучение молекул KrF. При
исследовании распро­странения возбуждающего импульса ИК излучения в среде ЭЛ
численно решалось также уравнение переноса излучения
c~ W/8r + 8//8х = 21/(f - х) - ц/,
     ЦВт/см2
где / - интенсивность ИК излучения; х - расстояние от фокусирующей
системы вдоль направления рас­пространения ИК излучения; ц - коэффициент
ослабления возбуждающего излучения свободными электронами в среде KrF-лазера.
В расчетах учитывались следующие процессы -[5]:
диссоциативное прилипание электронов к молеку­лам фтора -
F2 + e^ f-+ F; диссоциация молекул F2 электронным ударом -
F2 + е ->• 2F + е ; возбуждение атомов электронным ударом -
Не + е -» Не* + е,      Кг + е -» Кг* + е;
ионизация из основного и возбужденного состояний
Кг + е -> Кг+ + 2е,      Кг* + е -> Кг+ + 2е,
Не + е -> Не+ + 2е,       Не* + е -> Не+ + 2е; образование ионов Кг2   -
Кг+ + Кг + Не -> Кг2+ + Не; диссоциативная рекомбинация -
Кг2+ + е -»   Кг* + Кг; пеннинговская ионизация -
Не* + Кг -> Не + Кг+ + е,     Не* + Кг + Не -> 
-> Кг+ + 2Не + е,      Кг* + Кг* -> Кг+ + Кг + е;
тушение возбужденных атомов Кг -Кг* + е -> Кг + е;
образование возбужденных молекул KrF -Кг* + F2 -> KrF* + F,   Kr
+ + F~ + He -> KrF* + He, а также гибель молекул KrF  в реакциях
KrF*+ F2 -> Кг + 3F,    KrF*+ Кг + He ^
2Kr + F + He,     KrF + 2He -> Kr
2He,
     
Зависимость от времени интенсивности возбуждающего лазерного излучения с длиной
волны 10,6 мкм на входе в среду р2 - Кг - Не (1) и после прохождения в
этой среде 50 см (2) при фокусировке ИК излучения оптической системой с
фокусным расстоянием 3,5 м.
сам с максимумом при (рисунок):
     tm   =   tf/5   =   4       30 не
при
Ш   =     [/maxW«/0/ -
Поскольку в исследуемых смесях KrF-лазера концентрация гелия намного превышает
концентра­цию других компонентов, коэффициент поглощения ц(е) ИК излучения
свободными электронами в лазерной среде при е < 5 эВ полагался [3] равным
(8/3)ц0(2е/Зл:81)1'/2, где ц0 -
коэффициент поглощения ИК излучения в Не при больших энергиях электро­нов [6],
ei = 6 эВ.
Конкретные численные расчеты были проведе­ны нами для смесей KrF-лазера,
типичных для
Таблица   1
KrF -> Кг + F + hv,     KrF + е -> Кг + F + е.
Константы скоростей указанных процессов, за­висящие от электронной температуры,
брались из [5,6]. Константа скорости диссоциативного прили­пания электронов к F
2 (в см3/с) апроксимирова-лась на основе данных [4] выражением
2,6-1 (Г9 х хехр(-0,08/Ге)/Те, где Те 
- температура электронов в электронвольтах. Для диссоциации молекул фтора
электронным ударом константа скорости полага­лась равной 2-1 (Г9 см
3/с. Возбуждающий импульс ИК лазерного излучения длительностью г,- = 20
150 не брался в расчетах близким по форме к экспериментально наблюдаемым
лазерным импуль-
Примечание: tp - время достижения максимума импульса
генерации KrF-лазера; Р/ - удельная мощность генерируемого излучения; е/ -
удельный лазерный эне­ргосьем KrF-лазера, возбуждаемого оптическим раз­рядом.
Экспериментальных условий [5]: F2:Kr:He = = 3:75:1500 (смесь 1) и
4:200:1500 мм рт.ст. (смесь 2). Полагалось, что к моменту t = 1 не
после начала действия возбуждающего импульса ИК излучения концентрация
электронов, возникающих при испа­рении ультрадисперсных частиц в среде
KrF-лазера, достигает Ne = 109 см~3.
При этом расчеты, выпол­ненные при Ne (t = 1 не) = 107 
- 1010 см~3, приводят практически к тем же результатам.
Вначале нами были исследованы характеристи­ки плазмы оптического разряда в
указанных средах на входе ИК излучения в смесь KrF-лазера (х = 0) при
различных /тах и ?,-. Результаты расчетов для импульса ИК лазерного
излучения длительностью tj = 20 не представлены в табл. 1. Видно, что
необ­ходимая для образования требуемой концентрации электронов Ne 
х 1015 - 1016 см~3 интенсивность ИК
излучения в максимуме (t = 4 не) должна со­ставлять ~ 1,7 ГВт/см2 
для СО2-лазера и ~ 24 ГВт/см2 для HF-лазера. При этом
электрон­ная температура достигает наибольших значений T'max = Te
(t = 4 не) х 3 — 3,5 эВ, а максимальная концентрация электронов JV
max нарабатывается к моменту гтах «15- 17 не, когда Те 
снижается до 1,4 - 1,6 эВ. В дальнейшем концентрация электро­нов убывает, в
основном из-за их диссоциативного захвата молекулами фтора.
Нами также были проведены модельные расч­еты генерационных характеристик KrF-
лазера, воз­буждаемого при развитии оптического разряда под действием
импульса ИК лазерного излучения. При этом предполагалось, что возбуждение
происходит однородно по всей длине активной среды, что возможно при
фокусировке ИК излучения цилин­дрической линзой, расположенной вдоль лазерной
кюветы с небольшими поперечными размерами.
В расчетах коэффициент усиления g для про­стоты полагался равным 
<JoNa, где go = 2-10~16см2-сечение
индуцированного излучения, Na - концент­рация молекул KrF .
Учитывалось фотопоглощение генерируемого излучения молекулами F2,
ионами F" и возбужденными атомами Кг . Порог резонатора полагался равным 10~
2 см"1. Результаты расчетов в случае возбуждения импульсами
излучения СО2-лазера длительностью t/ = 20 не с различными /
тах представлены в табл.2. Во всех вариантах длитель­ность генерируемого
импульса на полувысоте со­ставляла 5-6 не. При некотором оптимальном значении /
тах для каждой смеси достигается наибол­ьший удельный энергосьем
KrF-лазера (примерно 12 Дж/л при /тах = 1,93 ГВт/см2 для
смеси 1 и ~26 Дж/л при /тах = 1,77 ГВт/см2 для смеси 2).
При дальнейшем увеличении максимальной интенсивности возбуждающего ИК излучения
про­исходит резкое снижение г/. Это объясняется возни­кновением очень
большой (свыше 1017 см~3) кон­центрации электронов, при
которой происходит почти полное исчезновение F2, так что становится
невозможным дальнейшее возрастание концентра­ции KrF . Из-за отсутствия F2 
концентрация элект­ронов после окончания действия возбуждающего импульса
практически не падает, вызывая быстрое тушение возбужденных молекул KrF , что
ведет к существенному снижению энергии генерации KrF-лазера. Как следует из
табл.2, использование смеси 2 позволяет достигать удельных лазерных
энергосъе-мов, более чем вдвое превышающих е/ для смеси 1.
В табл.3 приведены результаты численного исследования KrF-лазера, возбуждаемого
оптиче­ским разрядом (смесь 2) при различных длитель­ностях импульса ИК
лазерного излучения в усло­виях, когда концентрация электронов достигает
приблизительно одинакового значения JVmax х 1016 
см~3. Видно, что при увеличении г, в 3 - 7 раз необходимая для
наработки данной концентрации электронов интенсивность возбуждающего импуль­са
в максимуме снижается соответственно в 2 - 3 раза. При этом удельный энергосъём
KrF-лазера увеличивается с 5 до 15-25 Дж/л, что в первую очередь обусловлено
ростом энергии возбуждающе­го импульса с t/.
Нами было исследовано распространение им­пульса ИК лазерного излучения в среде F
2 - Кг - Не путем численного решения уравнения переноса ИК излучения с
учетом поглощения электронами плазмы оптического разряда. Учитывалась также
фоку­сировка ИК излучения оптической системой с фокусным расстоянием /
(уравнение (1)). Это необ­ходимо прежде всего для изучения возможности
возбуждения KrF-лазера оптическим разрядом в достаточно больших объемах и
определения удель­ной энергии ИК излучения, затраченной на возбуж­дение. В
табл.4 представлены результаты расчетов для импульса СС>2-лазера с
длительностью t/ = 20 не и Лпах = U7 ГВт/см
2 при различных значениях / (смесь 2). Полагалось, что фокусирующая
система расположена у входа в среду KrF-лазера  в уравнении (1) равно
расстоянию, пройденному ИК излучением в лазерной смеси). Расчеты показывают,
что для каждого / начиная с расстояния х^ x //20, в среде ЭЛ будет
возникать определенная максималь­ная концентрация электронов, практически не
из­меняющаяся далее с расстоянием х. Это хорошо видно из табл.4, где
приведены значения JVmax и rmax для Xi и 
X2xf/I0. При этом временная форма возбуждающего импульса по мере прохождения
среды KrF-лазера претерпевает изменения - интен­сивность в максимуме растет, а
длительность на полувысоте уменьшается (см. рисунок).
Таким образом, задавая определенное значение / можно обеспечить в лазерной среде
на большой длине наработку почти неизменной концентрации электронов,
соответствующей выбранному /. На­пример, наработка электронов с JVmax 
х 1016 см~3 на длине / х 1 -2м обеспечивается
при фокусировке рассматриваемого импульса ИК излучения с Х = 10,6 мкм
оптической системой с фокусным расстоя­нием/» 3,5 м. При этом /тах 
на входе в лазерную смесь может изменяться в некоторых пределах - всё равно
нарабатываемая концентрация электронов, начиная с некоторого расстояния х, 
при заданном / будет одинаковой. Это подтверждают, в частности, расчеты,
проведенные при неизменных /=3,5 м и ЛпахС* = 0) = 1,4
- 1,8 ГВт/см2, которые показы­вают, что в этом случае, начиная
соответственно с расстояний х х 40 - 10 см, в среде KrF-лазера будет
нарабатываться концентрация электронов с одним и тем же значением JVmax 
х 1016 см~3.
Эффективность  возбуждения  KrF-лазера  оп­тическим разрядом г| = 8//е/, где е,
- энергия ИК лазерного излучения, вложенная в единицу объема активной среды.
Если длина / генерирующей среды ЭЛ существенно меньше / то е, х Р//1, 
где Р/ = I(i(t)dt, /о - интенсивность ИК излучения на входе в лазерную
смесь. Как показывают проведенные выше расчеты, для импульса излучения
СО2-лазера длительностью 20 не при fx 3,5 м и /тах(0) х 
1,7 ГВт/см2 обеспечивается наработка практи­чески постоянной
концентрации электронов с Л^тах ~ Ю16 см~3 в среде
KrF-лазера (смесь 2) на длине /~1 м. В этом случае Р,<х 10 Дж/см
2 и е, «100 Дж/л. Ранее было найдено, что при Л^тах ~ Ю16 см"
3 в исследуемом варианте удельный лазерный энергосъем е/ х 5 Дж/л.
Таким образом, эффективность возбуждения ЭЛ лазерным ИК излучением составляет 
ц ~ 5 %. При уменьшении / увеличиваются JVmax и г/, но
вследствие пропор­ционального уменьшения длины генерируемого объема /
эффективность ц практически не измен­яется вплоть до JVmax 
х 1017см~3. Например, для /= 1 м JVmax 
увеличится до 4-1016см~3 (табл.4), а удельный энергосъем
KrF-лазера е/ возрастет до ~ 15 Дж/л, однако / в соответствии с уменьшением /
также уменьшится в 3 раза.
Итак, в настоящей работе показана возмож­ность эффективного возбуждения KrF-ЭЛ
оптиче­ским разрядом, возникающим в лазерной среде под действием импульса ИК
излучения с А, х 3 и 10,6 мкм. Для рассмотренных смесей F2 -
Кг - Не с давлением 2 атм пиковая интенсивность возбуж­дающего импульса
длительностью 150 - 20 не на входе в лазерную среду, как показывают расчеты,
должна составлять соответственно 8-25 ГВт/см2 для Х= 2,8 мкм и 0,5 -
1,7 ГВт/см2 для А, = 10,6 мкм. При этом необходима фокусировка
возбуждающего ИК лазерного излучения оптической системой с фокусным расстоянием 
f~\ - 30 м. Это обеспе­чивает, начиная с некоторого расстояния в среде F
2 -Кг - Не, наработку практически постоянной требуе­мой концентрации
электронов, определяемой знач­ением / и возможность однородного возбуждения
KrF-лазера оптическим разрядом на длине / х 0,3 - 10 м.
                     Список использованных источников                     
1.     Верховский В.С., Мельченко С.В., Тарасенко В.Ф. Генерация на молекулах
XeCl при возбуждении быстрым разрядом // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №2.
– С.417–419.
2.     Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Низкоимпендансный генератор
высоковольтных импульсов. // ПТЭ. – 1990. – №3. – С.99–101.
3.     С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский. Влияние
параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб.
“Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. –
С.91–96.
4.     Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Влияние параметров контура
возбуждения на длительность и форму импульса генерации ХеС1-лазера. //
Межвуз. сб. “Лазерная и оптико-электронная техника. – Минск: Университетское,
1992. – С.86–90.
5.      Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Володенков А.П., Исследование
энергети­ческих и временных характеристик генерации XeCl-лазера // Программа
и тезисы докладов XIV Литовско-Белорусского семинара.– Прейла:
Литва.–1999.–с.16.
6.     Елецкий А.В. Эксимерные лазеры // УФН. – 1978. – Т.125. – Вып.2. –
С.279–314.
7.      В.М.Багинский, П.М.Головинский, В.А.Данилычев и др. Динамика развития
разряда и предельные характеристики лазеров на смеси Не-Хе-НС1 // Квант.
электрон. – 1986. – Т.13, №4. – С.751–758.