Излучающие среды источников спонтанного излучения и низкопороговых лазеров на основе инертных газов, возбуждаемых жестким ионизатором

2
СОДЕРЖАНИЕ Стр.
СОДЕРЖАНИЕ 2
ВВЕДЕНИЕ 5
1. ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ 17
1.1.0 возможности экспериментального моделирования условий ЛЯН при возбуждении пучками электронов малой плотности и большой длительности. 17
1.2. Генерация на переходах иона СсГ и Ъь 21
1.3. Лазер высокого давления на ИК переходах атома ксенона 28
1.4. Обзор работ по пеннинговскому плазменному лазеру на переходах неона 36
1.5. Широкополосное излучение в инертных газах 40
1.5.1. Первый и второй континуумы 40
1.5.2. Третьи континуумы 46
2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ УСТАНОВКИ И МЕТОДИКИ 52
2.1. Схемы и системы накачки газофазных активных сред 52
2.1.1 .Ускорители электронов с плазменным эмиттером 52
2.1.2. Ускорители электронов с длительностью тока пучка в наносекундном диапазоне 55
2.1.3. Установки с электронно-пучковой накачкой и большим активным
объемом 60
2.1.4. Установки для накачки газовых смесей пучком ионов, электронным
пучком с малой энергией и рентгеновским излучением 63
2.2. Методы определения энерговклада пучка электронов и его распределения 66
2.3. Методики определения временных, энергетических и спектральных характеристик излучения 69
2 4. Методика определения коэффициентов усиления и поглощения 71
3 ЛАЗЕРЫ НА ПАРАХ КАДМИЯ И ЦИНКА 73
3.1. Результаты экспериментального исследования Не-С(1 лазера в видимом диапазоне спектра 73
3 2. УФ генерация при возбуждении Не-Сё смеси электронным пучком 81
3 3. Генерация в смеси \lc-Zn при накачке пучком электронов 82
3 4. Механизм создания инверсии и моделирование работы Не-Ссі лазера с
накачкой жестким ионизатором 82
3 5. Интерпретация полученных результатов 86
з
Выводы к главе 3 90
4. МНОГОВОЛНОВАЯ ГЕНЕРАЦИЯ НА ПЕРЕХОДАХ КСЕНОНА ПРИ ВОЗБУЖДЕНИИ ПУЧКАМИ ЭЛЕКТРОНОВ ДЛИТЕЛЬНОСТЬЮ ОТ НАНО- ДО МИЛЛИ-СЕКУНД 92
4.1. Процессы формирования инверсии и конкуренция переходов в лазере на атомарном ксеноне 92
4.1.1. Конкуренция переходов при наносекундной накачке. Схема кинетических реакций в Хс-лазере 92
4.1.2. Конкуренция переходов при возбуждении миллисекундными пучками
малой плотности 106
4.1.3. Влияние буферного газа на спектральный состав генерации и конкуренцию переходов 116
4.2. Влияние добавок СО2, N2, Н2 на выходные параметры и спектральный состав генерации Хе-лазера 123
4.2.1. Накачка пучком наносекундной длительности 124
4.2.2. Накачка пучком субмиллисекундной длительности 127
4.2.3. Накачка пучком субмикросекундной длительности 130
4.2.4.0 вреде и пользе молекулярных добавок 136
4.3. Влияние температуры газовой смеси на характеристики генерации Хс-лазера. 139
4.4. КПД Хе-лазера при накачке пучком электронов 141
4.5. Масштабирование лазера на переходах атома ксенона 150
4.5.1. Эксперименты на установке с активным объемом 600 л 150
4.5.2. Полная оптимизация мощного широкоапертурного лазера на атомарных переходах ксенона 154
В ы воды к главе 4 170
5. ПЕННИНГОВСКИЙ ПЛАЗМЕННЫЙ ЛАЗЕР НА ПЕРЕХОДАХ АТОМА NE ПРИ МАЛЫХ МОЩНОСТЯХ И ЭНЕРГИЯХ ВОЗБУЖДЕНИЯ 173
5.1. Генерация на переходах атома Ne в послесвечении наносскундного пучка электронов 173
5.2. Генерация на Х=585.3 нм неона в припороговых условиях по мощности возбуждения 183
5 3.0 механизме формирования инверсии на переходах Ne при накачке объемным ионизатором 188
4
5.4.0 максимальном КПД пеннинговского плазменного лазера на переходах атома неона 195
5.5. Увеличение коэффициента усиления и снижение порога генерации на >.=585.3 нм неона в четырехкомпонентной смеси 199
Выводы к главе 5 204
6. ШИРОКОПОЛОСНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ В ИНЕРТНЫХ ГАЗАХ 205
6.1. Молекулярно-ионные континуумы в инертных газах 206
6.1Л. Влияние примесей инертных газов на излучение третьих континуумов. 207 6 I 2. Исследование зависимостей интенсивности третьих континуумов инертных газов от давления 22!
6.1.3. Третий континуум в аргоне и криптоне при накачке пучком электронов
и разрядом, инициируемым пучком электронов 224
6.1.4. Эффективность широкополосного УФ излучения в Хе и Кг при накачке наносекундным пучком электронов 235
6.1.5. Динамика широкополосного излучения в аргоне при накачке пучком электронов и ионов наносскундной длительности 251
6Л .6. Сравнение молекулярно-ионных континуумов в инертных газах при накачке рентгеновским излучением, ионным и электронным пучками 255
6.2. Широкополосное излучение в Ые при возбуждении пучком электронов и разрядом 279
6.3. ВУФ континуумы легких инертных газов при накачке пучком электронов 287 Выводы к главе 6 295
ЗАКЛЮЧЕНИЕ И ВЫВОДЫ 297
ПРИЛОЖЕНИЕ: ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ И ИСТОЧНИКОВ СПОНТАННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ, РАЗРАБОТАННЫХ В ПРОЦЕССЕ ВЫПОЛНЕНИЯ ДИССЕРТАЦИИ 300 П.1. Корреляция адгезии с процессом абляции тонких пленок импульсным лазерным излучением 300
П.2. Формирование микроскопических цветных оксидных точек на поверхности Т1 при воздействии лазерного излучения 314
П.З. Исследование воздействия ИК лазеров на поверхность стали 327
П.4. Использование источников широкополосного излучения на основе плазмы инертных газов для определения поглощения в дальнем ВУФ диапазоне 342
ЛИТЕРАТУРА 350
5
Введение
Актуальность темы. Перспективы использования того или иного типа лазеров в науке и технике обусловлены, прежде всего, его эффективностью, возможностью достижения высоких энергетических параметров, низкой расходимостью лазерного излучения, стабильностью работы, простотой и технологичностью конструкции [1] Лазеры на газофазных активных элементах (газовые и плазменные лазеры [2,3]) продолжают конкурировать с бурно развивающимися в последнее время твердотельными ввиду рада их преимуществ. Прежде всего, это широкий интервал длин волн от ВУФ до ИК. Благодаря относительно низкой плотностью рабочей среды в газофазных активных элементах легко достигается узкая ширина линии генерации и расходимость лазерного излучения близкая к дифракционной. Относительная простота изготовления и возможность масштабирования (увеличения выходной энергии путем увеличения геометрических размеров активной среды) позволяет получать энергии излучения до нескольких кДж в импульсе при эффективности до десятков процентов [4].
Развитие техники получения пучков ускоренных частиц (электронов и ионов), а также создание импульсных исследовательских ядерных реакторов ускорило развитие в 70-х, 80-х годах лазеров на плотных газах с накачкой жестким ионизатором (пучками электронов и ионов, осколками ядерных реакций, разрядом с жесткой составляющей функции распределения электронов по энергиям) - плазменных лазеров [2,5]. Образование инверсии в плазменных лазерах происходит в результате заселения верхнего лазерного уровня (ВЛУ) в реакциях рекомбинации и расселения нижнего лазерного уровня (НЛУ) в процессе радиационного распада или в реакциях столкновений с электронами плазмы или нейтральными атомами (молекулами). Это позволяет получать эффективную генерацию в квазинепрерывном режиме на переходах различных атомов в широком диапазоне длин волн [5]. Среди этого типа лазеров лазеры на переходах С(Г, Ые (585,703, 724 нм) и Хе обладают рядом достоинств. При сравнительно высоких удельных характеристиках они имеют низкие пороги по мощности возбуждения. Так, по данным [6, 7], пороговая плотность накачки для Сб4 и Ке-лазеров составляет ~ 3-10 Вт/см3, а для Хе (2.03 мкм) - 0.02 Вт/см3 [8], при этом эффективность генерации 0.1, 0.4, и ~3-5%, соответственно.
В конце 80-х годов идея построения мощного, компактного лазера с активной
6
зоной пространственно совмещенной с активной зоной ядерного реактора и возможностью напрямую преобразовывать энергию ядерных реакций в лазерное излучение (реактор-лазер) вызвала интерес исследователей к оптимизации параметров известных и поиску новых активных сред с низким порогом возбуждения [9-11]
Сравнение экспериментальных данных, полученных при накачке плазменных лазеров пучками электронов и осколками ядерных реакций, проведенное в [5], а также расчеты, выполненные в [12,13] с учетом деградационного спектра вторичных электронов показали, что характеристики лазерного излучения плазменных лазеров не зависят от типа источника возбуждения, а определяются интенсивностью энерговклада. Это означает, что условия возбуждения продуктами ядерных реакций можно моделировать в экспериментах с накачкой пучками электронов малой плотности (0.01-1 А/см2) и большой длительности (10*-НГ2 сек).
Низкопороговые активные среды (\У<100 Вт/см3) кроме того, что они удовлетворяют условиям накачки характерным для лазеров с ядерной накачкой (ЛЯН), позволяют реализовать масштабирование путем увеличения активного объема (широкоапертурные лазеры) и получение длинных импульсов генерации (до секунд), при реально достижимых энерговкладах и нагрузках на элементы конструкции ввода энергии в газ.
Дальнейший прогресс в области передовых технологий (особенно микроэлектроники) и проблемы охраны окружающей среды (утилизация токсичных отходов) стимулировали интерес к мощным оптическим источникам УФ и ВУФ диапазона. Эти источники (прежде всего эксимерные и эксиплексные лампы [14]) привлекательны простотой и относительно низкой стоимостью конструкции и удобством эксплуатации по сравнению с лазерами того же диапазона длин волн при довольно больших значениях удельной энергии и мощности излучения в узком спектральном диапазоне. Наиболее высокие выходные параметры излучения (удельная мощность и энергия) в УФ-ВУФ лампах были получены при накачке газовых смесей относительно высокого давления в режиме «жесткого ионизатора»: барьерным разрядом, разрядом с жесткой составляющей (функции распределения электронов по энергиям), пучками электронов (в том числе сформированными в газе). Проводились так же эксперименты по получению мощного спонтанного излучения при накачке осколками ядерных реакций (см. обзор [15]). Отметим, что как оптимальные условия накачки, так и состав смеси газов в случае источников спонтанного излучения отличался от лазеров с той же длиной волны генерации. Это указывало на то, что схемы кинетических реакций используемые для
7
описания работы лазеров (хорошо проработанные и с достаточной точностью воспроизводящие выходные параметры генерации в широком диапазоне условий накачки) являются недостаточно полными и требуют проведения дополнительных экспериментов
В связи с этим актуальным стал вопрос о поиске новых активных и оптических сред, об оптимизации выходных параметров как плазменных лазеров так и мощных источников спонтанного излучения и построение адекватных моделей плазмы этих активных и оптических сред Это потребовало комплексного систематического подхода к проведению исследовании при постоянном взаимодействии с разработчиками универсальных существенно нестационарных компьютерных моделей релаксации плазмы при возбуждении жестким ионизатором, сравнения и взаимного дополнения результатов Полученные данные позволили решить вопросы о перспективности использования выбраных активных сред в ЛЯН, уточнить схемы и констаны плазмохимических реакций в плазме инертных газов создаваемой жестким ионизатором и стимулировали проведение исследований в этой области другими научными коллективами
Цель работы.
Экспериментальное установление закономерностей формирования излучающих состояний, свойств и особенностей работы низкопороговых лазеров и ВУФ-УФ источников спонтанного излучения на основе низкотемпературной плазмы, создаваемой жестким ионизатором в смесях инертных газов и инертных газов с парами металлов при высоком давлении, поиск новых активных и оптических сред и создание эффективных источников лазерного и спонтанного излучения.
Конкретная реализация поставленной цели предполагала решение следующих задач
• разработка и оптимизация оригинальных систем возбуждения пучками электронов газовых и парогазовых смесей высокого давления,
• получение, исследование и оптимизация лазерной генерации на переходах атомов и ионов при накачке смесей высокого давления пучками электронов,
• определение процессов формирования инверсии на наиболее интенсивных переходах;
• исследование и оптимизация параметров источников ВУФ-УФ излучения на основе широкополосных континуумов инертных газов;
• поиск новых низкопроговых активных и оптических сред для лазеров и мощных источников спонтанного излучения.
8
Научная новизна и ценность работы
В ходе выполнения поставленных задач в данной работе проведены исследования и оптимизация наиболее перспективных низкопороговых активных сред на переходах ионов кадмия и цинка и атомов неона и ксенона в припороговых по мощности и энергии накачки условиях возбуждения и источников широкополосного ВУФ -УФ излучения на основе плазмы инертных газов. При этом был получен ряд новых и важных научных результатов.
1. Впервые получена генерация на переходе иона кадмия с >.=325.0 нм в смесях с гелием высокого давления при возбуждении жестким ионизатором. Определены механизмы формирования инверсии и проведена полная оптимизация условий генерации в послесвечении лазеров высокого давления на переходах ионов кадмия Сё* (>.=325.0, 441.6,533.7, 537.8 нм) и цинка (>.=610.3 нм). Показано, что причиной отсутствия генерации на Л.=325.0 нм в ЛЯН является наличие примесей в активной среде и сильное нестационарное поглощение на переходе атома кадмия Сс1* (5р3Р2-^7з38|).
2. На основе сравнения параметров широкополосного излучения полученных при различных методах (пучки электронов и ионов, рентгеновское излучение и разряд с жесткой составляющей функции распределения электронов по энергии) и условиях возбуждения (давления, смеси газов, длительности накачки), и исследования динамики спектра излучения во времени показано, что так называемый 3-й континуум инертных газов представляет собой суперпозицию полос принадлежащих молекулярным ионам типа Яёа++, (п=2,3). Показано, что при давлениях р^0.5 атм преобладает излучение однозарядных молекулярных ионов.
3. Экспериментально показано, что в широком диапазоне мощностей накачки пучками электронов (10 Вт/см3^<1 кВт/см3) коэффициент усиления слабого сигнала линейно растет с увеличением мощности возбуждения а селективность заселения ВЛУ линии с >.=585.3 нм атома неона и КПД генерации не меняются, при этом максимальный КПД не превышает 0 5%.
4 Определен диапазон положительного эффекта добавок молекулярных газов в активную среду лазера на атомарных переходах ксенона. Показано, что в оптимальных условиях накачки (удельный энерговклад 10-15 мДж/см3*атм) одним из основных каналов заселения ВЛУ является ступенчатая ионизация и возбуждение из метастабильных состояний ксенона (6з,6$’), эффективно разрушаемый добавками молекулярных газов за счет снижения температуры плазменных электронов и столкновитсльного девозбуждения метастабилей. При мощностях накачки выше
9
оптимальной понижение температуры электронов за счет молекулярных добавок повышает выходную энергию и мощность генерации. Эффективность добавок молекулярных газов выше в смесях с тяжелыми буферными газами и в чистом ксеноне.
Научная значимость работы
Определяется комплексным систематическим подходом к проведению исследований заключающимся в проведении экспериментов с учетом универсальных нестационарных кинетических моделей релаксации плазмы, возбуждаемой жестким ионизатором, сравнении и взаимном дополнении полученных результатов. Результатом этого явился ряд принципиальных выводов, следующих из совокупности данных полученных в экспериментах и теоретических расчетах:
- продемонстрирована высокая эффективность схемы формирования инверсии в плазменных лазерах, обеспечивающей наименьшие пороги по мощности и энергии возбуждения среди газовых лазеров;
- показано, что выходные параметры генерации плазменных лазеров не зависят от способа возбуждения (от типа «жесткого ионизатора»), а определяются мощностью и длительностью энерговклада, что позволяет моделировать активную среду ЛЯН в экспериментах с возбуждением пучком электронов;
- экспериментально обосновано объяснение природы широкополосного излучения плазмы инертных газов в ВУФ-УФ диапазоне (3-й континуум), имеющего фундаментальное научное значение в процессах релаксации плазмы в активных и оптических средах на основе инертных газов.
Практическая значимость работы
Определяется тем, что в работе проведено систематическое исследование параметров излучения и оптимизации условий возбуждения низкопрорговых активных и оптических сред на основе инертных газов. Ряд результатов работы может быть с успехом использован при проектировании и создании промышленных образцов плазменных лазеров, источников УФ, ВУФ излучения и исследовании процессов происходящих в среде лазеров с ядерной накачкой.
Проведена полная оптимизация условий лазерной генерации в послесвечении на переходах ионов кадмия Сб* (Х=325.0, 441.6, 533.7, 537.8 нм) и цинка (?„=610.3 нм). Определена роль внутрирезонаторного поглощения и примесей, затрудняющих
10
достижение инверсии на этом переходе в условиях низких мощностей возбуждения (ядерной накачки). Это позволило понизить порог генерации на >*=325.0 нм до 10 Вт/см3 и получить генерацию в квазистационарном режиме накачки [16].
В припороговых по мощности и энергии возбуждения условиях проведена оптимизация и исследованы спектральные и временные характеристики Хе-лазера при использовании других инертных газов в качестве буферных и с молекулярными добавками. Определены пороги генерации на отдельных линиях в зависимости от условий возбуждения, смеси и резонатора. Показана возможность управления спектром генерации используя конкуренцию переходов, имеющих общие рабочие уровни при изменении состава и давления газовой смеси, мощности накачки. Полученные при возбуждении наносекундным пучком экспериментальные данные были использованы для отработки нестационарной кинетической модели Хе-лазера с накачкой жестким ионизатором. Определен диапазон условий возбуждения по мощности и длительности импульса накачки для максимально эффективного использования добавок молекулярных газов (N2, СО2, Нг) в смеси Лг(Кг)-Хе и чистом ксеноне. Увеличение температуры активной среды выше 100°С приводит к спаду выходной мощности и энергии Хе-лазера, что обуславливает требование обеспечения отвода тепла при высоких удельных энерговкладах и при генерации в импульсно-периодическом режиме.
Продемонстрирована возможность эффективной генерации (КПД-2%) лазера на
переходах ксенона на установках с апертурой до 60 см при накачке пучками электронов и высокой однородности плотности энергии лазерного излучения.
Получены экспериментальные данные, характеризующие генерацию лазера на Х=585.3 нм неона в послесвечения наносекундного пучка электронов и в
квазистационарном режиме при возбуждении пучками электронов 15-100 мке длительности при плотностях мощности накачки 10-1000 Вт/см3. Оценена предельная эффективность, коэффициент усиления в зависимости от мощности возбуждения лазера на неоне (>.=585.3 нм) в трехкомпонентных смесях типа Не-Лг-Ые.
Определена эффективность широкополосного излучения инертных газов (криптон, ксенон) в ВУФ-УФ диапазоне при накачке газов высокого давления пучками электронов. Характеристики этого излучения весьма стабильны и определяются только давлением газа и плотностью мощности накачки, поэтому предложено использовать его в качестве импульсных и непрерывных калибровочных источников широкополосного излучения ВУФ-УФ диапазона. Продемонстрирована возможность использования источников
11
пучков низкоэнергетичных электронов с выводом через керамические мембраны для получения ВУФ-УФ источников на основе широкополосного излучения инертных газов (Не, N6, Аг, Кг, Хс)
Созданные в рамках настоящей работы экспериментальные установки для получения генерации в газообразных средах с равномерным распределением выходной мощности по апертуре до 60 см при накачке пучками электронов и установки с продольным возбуждением пучком электронов газовых и паршазовых смесей при температурах до 750°С отвечают современному уровню достижений в данной области лазерной техники и мог>т быть с успехом использованы в качестве основы для построения мощных импульсных лазеров.
Использование результатов работы:
- полученные в результате экспериментов новые данные о характеристиках плазмы, лазерного излучения, кинетических процессах и константах плазмохимических реакций использованы при построении нестационарных кинетических моделей лазеров на переходах ионов кадмия и цинка, атомарных переходах неона и ксенона, источников спонтанного излучения и плазмы инертных газов при накачке жестким ионизатором, разработанных в ИОФ РАН (Москва),
- лазерные системы, разработанные в ходе выполнения работы использованы для исследования взаимодействия лазерного излучения с веществом (ИСЭ СО РАН (Томск), Институт Винча (Белград, Югославия);
- результаты исследований и полученные характеристики широкополосною спонтанного излучения инертных газов в ВУФ-УФ диапазоне служат основой для проектирования прототипов промышленных источников излучения в отечественных и зарубежных научных центрах (ИСЭ СО РАН (Томск), Мюнхенский технологический университет (Мюнхен, Германия), фирма ТшЬаБег (Мюнхен, Германия)
На защиту выносится:
1 Состав и оптимальные условия возбуждения активных сред низкопороговых лазеров (на переходах атомов Ые, Хе и ионов Сс1*, Хп+) и источников спонтанного излучения на основе инертных газов, возбуждаемых жестким ионизатором.
2 Достижение порога генерации и результаты экспериментальных исследований ла*еров высокого давления на смесях Не-Сб (Х=325.0,441 6, 533.7, 537.8 нм) и Не-гп (>.=610 3 нм) с накачкой наносекундным пучком электронов.
12
3 Интерпретация природы, динамики и зависимости от давления широкополосного излучения инертных газов (Аг, Кг, Хе) в УФ области как суперпозиции полос, принадлежащих молекулярным ионам типа RgnT+, Rga’ (п=2,3), причем при давлениях р>0.5 атм преобладает излучение однозарядных молекулярных ионов.
4 Оптимальные условия создания широкоапертурного лазера на переходах агома Хе с высокой эффективностью и однородностью мощное I и лазерного излучения по апертуре в импульсном и импульсно-периодическом режиме генерации.
5. Результаты экспериментальных исследований операции пеннинговского плазменного лазера на атомарных переходах неона (Я=585 3, 703 0, 724.0 нм) в припоротвых условиях по мощности и энергии возбуждения. Показано, что предельный КПД лазера на Ne (Х=585 3 нм) не превышает 0 5%
6 Результаты экспериментальных исследований конкуренции рабочих переходов, имеющих общие уровни, и влияния примесей молекулярных газов на генерацию лазера на атомарных переходах ксенона при накачке пучком электронов в диапазонах длительностей импульса возбуждения от наносекунд до миллисекунд и мощностей накачки от 100 Вт/см3 до 1 МВт/см3.
Достоверность результатов диссертационной работы определяется применением современных методов исследований, комплексным характером измерений, воспроизводимостью результатов, согласием полученных данных с теоретическими расчетами, проведенными с помощью современных физических моделей, и с известными экспериментальными результатами.
Апробации результатов работы и публикации.
Результаты диссертации были доложены и обсуждены на* рабочем совещании «Активные среды плазменных и газоразрядных лазеров» (Гродно, 1987), 5 международной конференции CLEO-88, Anaheim, USA (1988), международной конференции “Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул” (1995, 1997, 1999, 2001, 2003, Томск), Межотраслевом семинаре по лазерам с ядерной накачкой (1992, Обнинск, 1994, Арзамас; 2002, Снежинск); международной конференции Laser Optics ’93 (Санкт-Петербург, 1993), международной конференции High-Pressure Lasers (Lasers'94, 1994, Quebec, Canada), 12-я международной конференции "Laser interaction and related plasma phenomena” (Osaka, Japan, 1995), международных конференциях LAShRS'89,
13
LASERS'96, LASERS'98 (USA, 1989, 1996, 1998); XI, XIV International Symposium on Gas Flow and Chemical Lasers and High-Power Laser Conference, 1996 (USA), 2002 (Wroclaw, Poland); 5th Russian-Chinese Symposium on Laser Physics and Laser Technology (Tomsk, 2000), 6-я международная конференция no лазерной абляции COLA’01 (2001, Tsukuba, Japan); международная конференция “High-power laser ablation” (USA, 1998, 2001); международная конференция IQEC/LAT (Москва, 2002); 21st Summer School and International Symposium on the Physics of Ionized Gases (Yugoslavia, 2002); международная конференция CLEO/IQEC (Munich, Germany 2003).
Основные материалы диссертации опубликованы в 71 печатных работах в отечественных и зарубежных изданиях, из них 45 публикаций в реферируемых журналах.
Личный вклад автора диссертации в получении представленных научных результатов заключается в постановке задач, проведении совместно с сотрудниками экспериментальных исследований, обсуждении и интерпретации полученных результатов, составлении и корректировке программ работы. В математическом моделировании с проведением численных расчетов автор участвовал только в постановке задачи и обсуждении. При создании экспериментальных установок использовались оригинальные разработки Института Сильноточной Электроники (ИСЭ) СО РАН (Томск)..
Структура и объем работы.
Диссертация состоит из Введения, шести глав, Заключения и Приложения. Она содержит 369 страниц, включая 140 рисунков, 10 таблиц и список литературы из 405 наименования. Каждая глава заканчивается сводкой основных результатов в форме кратких выводов.
Во Введении обоснована актуальность темы, выбор объектов и методов исследования. Сформулирована цель и конкретные задачи работы, перечислены новые результаты, раскрыта их практическая ценность, представлены положения, выносимые на защиту, дана краткая характеристика основных разделов диссертации.
Первая глава представляет собой обзор литературы, посвященной исследованиям генерации на переходах Cd+, Хе и Ne при возбуждении жестким ионизатором: пучками электронов, осколками ядерных реакций и разрядом с жесткой составляющей, и вопросам связанным с возникновением и интерпретацией широкополосного ВУФ-УФ излучения в инертных газах в тех же условиях возбуждения. Для обоснования актуальности выбранной проблемы приведены не только результаты работ, известных на начало
14
проведения экспериментов, но и данные, полученные другими авторами за последние годы.
Во Второй главе описаны экспериментальные установки и методики, использованные нами при определении энерговклада пучка электронов в газ, измерении временных и спектральных характеристик излучения, расчета коэффициентов усиления слабого сигнала и ненасыщенного поглощения. Разработанные в ИСЭ СО РАН ускорители электронов обеспечивали широкий диапазон удельных мощностей и времен импульсов накачки: от 0.1 мА/см2 до 100 А/см2 и от 5 не до 0.1 мс. Особо следует отмстить конструкции установки с продольным возбуждением пучком электронов парогазовых смесей при температурах до 750°С и серию ускорителей с радиально-сходящимся пучком электронов. На первой установке применение прямого нагрева стенок камеры и использование высокодобротного внутреннего резонатора позволило исследовать генерацию на парах металлов, переходах атомов неона и ксенона в условиях низких (<0.4 мДж/см3) энерговкладов. Ускорители электронов с радиально-сходящимся пучком и плазменным катодом позволяли не только равномерно возбуждать активный объем до 20 л с апертурой 20 см, но и без переделки ускорителя независимо менять плотность тока пучка электронов, длительность импульса и энергию электронов в пучке. А также, при охлаждении опорной решетки диода водой - работать на частоте до 10 Гц (кратковременно - до 50 Гц). За счет большей начальной энергии электронов (до 600 кэВ) в ускорителях с холодным катодом и генератором импульсных напряжений собранном по схеме Аркадьева-Маркса с вакуумной изоляцией (что обеспечивало компактность ГИН и возможность использования нескольких отдельных ГИН, запускаемых синхронно, для накачки лазера) удавалось получить равномерное возбуждение активных сред объемом до 600 л при поперечном диаметре 60 см.
Использование керамической мембраны (нитрид титана) толщиной 300 нм позволило в малогабаритных ускорителях электронов, разработанных в Мюнхенском технологическом университете получать непрерывный пучок электронов с энергиями 10-20 кэВ и током до 50 мкА. Эти ускорители, так же как импульсно-периодический пучок 100-МэВ 32S ионов от ускорителя Munich tandem van de Graaf (длительностью 9 не с частотой повторения 156 кГц) использовались нами для эффективного получения и исследования широкополосного излучения ВУФ-УФ диапазона в инертных газах.
Приводятся характеристики приборов, используемых при проведении экспериментов и методик определения поглощенной в газе энергии пучков электронов, и коэффициентов усиления слабого сигнала и ненасыщенного поглощения активной среды.
15
В Главе 3 приведены результаты исследования He-Cd и He-Zn лазеров при возбуждении плотной (р £ 1 атм) газофазной среды пучком быстрых электронов от малогабаритного ускорителя типа РАДАН-150. Получены данные, характеризующие работу Hc-Cd и He-Zn лазеров высокого давления (р £ 1 атм) на переходах с Х= 325.0, 441 6, 537.8, 533.7 нм (Cd+) и 610.3 нм (Zn+) при возбуждении наносекундным пучком электронов в зависимости от параметров среды (температура, давление). Определены основные процессы формирования инверсии в лазерах на смесях He-Cd и He-Zn высокого давления с накачкой жестким ионизатором. Генерация на УФ переходе Cd* (Х= 325.0 нм) при накачке He-Cd смеси высокого давления жестким ионизатором получена впервые.
В Главе 4 приводятся результаты экспериментальных исследований генерации на переходах ксенона в послесвечении наносекундного пучка электронов в смесях с Аг, Кг, Не, Не-Аг, Ar-Nc, He-Кг. Рассматривается влияние добавок молекулярных газов (азота, углекислого газа и водорода) и гелия и темперауры активной среды на спектральный состав и характеристики излучения Хе-лазера. Обсуждаются результаты исследования генерации Хе-лазера в припороговых условиях возбуждения пучком электронов субмиллисекундной длительности. Приводится интерпретация работы Хе-лазера и конкуренции переходов имеющих общие уровни на основе современных представлений о кинетических процессах формирования инверсии на переходах ксенона при возбуждении жестким ионизатором смесей газов высокого давления. Рассматривается возможность масштабирования (увеличение выходных параметров генерации за счет увеличения активного объема) Хе-лазера возбуждаемого пучком электронов.
В Главе 5 приведены результаты экспериментов по исследованию генерации Ne-лазера в припороговых по мощности накачки и энерговкладу условиях возбуждения пучком электронов. Определено влияние молекулярных примесей и температуры активной среды на выходные параметры генерации неонового лазера Приводятся оценки максимального кпд неонового лазера (Х=585,3 нм) в зависимости от мощности накачки. Сделана интерпретация полученных данных на основе сравнения с результатами расчетов по кинетической модели этого лазера, разработанной в ИОФ РАН.
В Главе 6 приведены результаты исследования широкополосного излучения инертных газов при возбуждении пучкам элеюронов и ионов и жестким рентгеновским излучением. Эксперименты проводились совместно с лабораториями из Франции (Орлеан, GREMI,CNRS/University of Orleans), под руководством Жан-Мищеля Пувесль (J.-M. Pouvesle)) и Германии ( Мюнхенский Технический университет, Лаборатория лазерной
16
физики под руководством профессора Андреаса Ульриха (A. Ulrich)). Получены экспериментальные данные о параметрах третьего континуума инертных газов в зависимости от времени, давления, способа возбуждения (пучки электронов или ионов, газовый разряд, рентгеновское излучения), примесей тушащих добавок. Эти данные позволили сделать вывод о том, что широкополосное излучение в инертных газах в диапазоне 150 - 500 нм (так называемый третий континуум) является сложной суперпозицией многих (до 6 в аргоне) полос принадлежащих различным переходам ионно-молекулярных комплексов типа R/\ R„++ (n ”2,3). При высоких давлениях (р £ 0.5 атм) основной вклад в излучение третьих континуумов вносят переходы однозарядных молекулярных ионов типа Кг*\ Предложена новая интерпретация природы третьего континуума в аргоне. На основе экспериментальных результаты исследования широкополосного излучения в Ne при газоразрядном и электронно-пучковом возбуждении в диапазоне давлений 0.1-5 атм показано, что в области 200-600 нм ШПИ состоит из нескольких составляющих. Излучение в области 120-300 нм отнесено к переходам ионов Ыег** и Nej+#, а в области 300-500 нм - к переходам из ридберговских состояний в промежуточные или разлетные состояния димера Ыег*. Получены зависимости интенсивности и формы второго континуума Ne и Не от мощности накачки и давления газа. Продемонстрировано успешное применение этих источников излучения для измерения пропускания в дальнем 13УФ диапазоне.
В главах 3-6 приведено сравнение и интерпретация полученных экспериментальных результатов с данными расчетов по кинетическим моделям активных и оптических сред созданных в отделе кинетики ИОФ РАН под руководством дф.-м. наук, профессора Яковленко С.И.
Основные результаты и выводы работы приводятся в Заключении.
В Приложении приводятся результаты экспериментов по использованию разработанных в ходе выполнения диссертационной работы источников лазерного и спонтанного излучения для экспресс анализа адгезии тонких пленок к подложкам, процессов получения микроскопических окрашенных точек на поверхности титановой фольги под воздействием лазерного излучения, модификации поверхности конструкционных сталей излучением импульсных ИК лазеров и определения пропускания LiF кристаллов в дальнем ВУФ (короче 100 нм) диапазоне.
17
1.Обзор литературы
Эффективность схемы создания инверсии в произвольном случае определяется как эффективностью механизма заселения ВЛУ, так и механизма девозбуждения НЛУ. В начале 70-х годов было предложено [5] для получения инверсии использовать рекомбинационно неравновесную плазму, созданную жестким ионизатором - пучками электронов или ионов или осколками ядерных реакций в плотных газах. Лазеры на рекомбинационно неравновесной плазме принято называть плазменными. Расселение НЛУ может происходить за счет спонтанного радиационного распада ил в столкновениях с другими частицами. Девозбуждение в столкновениях с электронами особенно эффективно при низких энергиях уровней и низкой температуре электронов, как, например в Не-Сс! лазере. В столкновениях с тяжелыми частицами расселение НЛУ возможно в реакциях Пеннинга (Ие-лазер), в гарпунной реакции, реакции передачи энергии возбуждения на диссоциацию молекулы примеси, в процессах безизлучателыюй столкновительной релаксации (Хе-лазер).
В данной главе рассматриваются теоретические предпосылки возможности экспериментального моделирования условий ЛЯН в экспериментах с пучками электронов, приводится обзор литературы, посвященной исследованиям генерации на переходах С6\ Хе и Ые при возбуждении жестким ионизатором: пучками электронов, осколками ядерных реакций и разрядом с жесткой составляющей, и вопросам связанным с возникновением и интерпретацией широкополосного ВУФ-УФ излучения в инертных газах в тех же условиях возбуждения. Для обоснования актуальности выбранной проблемы приведены не только результаты работ, известных на начало проведения экспериментов, но и данные, полученные другими авторами за последние годы.
1.1. О возможности экспериментальною моделирования условий ЛЯН при возбуждении пучками электронов малой плотности и большой длительности.
Исследование кинетики активных сред лазеров высокого давления с накачкой пучками электронов и продуктами ядерных реакций [3,12,13,15,17, 18,19,20,21,22,23, 24, 25] показало, что выходные параметры лазерного излучения зависят, прежде всего, от мощности накачки и скорости ввода энергии в активный объем, чем от типа источника возбуждения.
В случае лазеров на основе неравновесной рекомбинирующей плазмы (плазменных
18
лазеров), к которым можно отнести большинство ЛЯН, энергия осколков ядерных реакций или быстрых электронов пучка расходуется преимущественно на возбуждение и ионизацию атомов буферного газа. Затем происходит заселение верхних лазерных уровней в процессах рекомбинации, передачи заряда или энергии возбуждения и столкновительной релаксации возбужденных состояний атомов (ионов) рабочего газа. Скорости этих процессов зависят, прежде всего, от функции распределения энергии электронов в плазме, особенно электронов, энергия которых ниже энергии первого возбужденного состояния, так называемых - плазменных электронов. Поэтому, в первом приближении необходимо сравнить распределение энергии электронов при возбуждении пучками электронов и осколками ядерных реакций.
Потери энергии электронов пучка и вторичных электронов в столкновениях с атомами газа существенно зависят от величины энергии первого возбужденного состояния 81. При энергиях больших 81 электроны преимущественно теряют свою энергию на величины, превышающие 8| (процессы ионизации или возбуждения на высоколсжащие состояния). Ниже 81 электроны теряют энергию только в упругих столкновениях, долями, в среднем пропорциональными соотношению масс (2ш«/М) 8, где шси М массы электрона и атома, соответственно. Потери энергии в одном акте упругих столкновений существенно ниже величины 8ь Этот последний процесс часто называют термолизацией. Скорость потери энергии электронами, поэтому резко уменьшается при достижении величины пороговой энергии 8|. В атомарных газах, с понижением энергии электронов, переход к термолизации может происходить довольно резко. В молекулярных газах, где потери энергии электронов в неупругих процессах возбуждения в колебательные и вращательные состояния могут иметь место вплоть до энергий ниже 1 эВ, переход в режим термапизации электронов происходит не так явственно. Поэтому, при низких плотностях электронов плазмы (п^/Ы < 105), функция распределения электронов по энергиям может быть не Максвелловской, и константы скоростей реакций, полученные без учета этого факта, могут быть неточны. При увеличении плотности электронов, электрон-электронные столкновения термализуют функцию распределения и она становится близкой к Максвелловской [22]. Эта ситуация также типична для случая накачки жестким электромагнитным излучением, пучками быстрых электронов или ионов - так называемыми «жесткими ионизаторами». В приближении «жесткого ионизатора»
[3], функция распределения электронов плазмы по энергиям может рассматриваться как Максвелловская с учетом источника возбуждения в виде 5-функции если ионизация
19
происходит в столкновениях с электронами. Вклад вторичных электронов (электронов ионизационного каскада) учитывается удвоением частоты ионизации. Этот подход [3] к рассматриваемой проблеме имеет преимущество, так как нет необходимости рассчитывать точную функцию распределения электронов плазмы по энергиям и требуемые результаты могут быть получены достаточно просто и с приемлемой точностью.
Существует также другой подход к описанию процесса преобразования энергии пучка электронов или осколков ядерных реакций в газах высокого давления используя численный метод Монте-Карло для расчета функции распределения вторичных электронов по энергиям [13,19,22]. В этом методе анализа процесса возбуждения газа пучком электронов или осколками ядерных реакций и определения вложенной энергии используется величина IV, характеризующая энергию образования одного возбужденного состояния:
= РЛУ9
где Р - удельная вкладываемая мощность (Вт/см3), IV- измеряется в Дж, а ЩМ*)-концентрация атомов М в возбужденном состоянии. При одинаковой величине удельной вкладываемой мощности частота возбуждения в столкновениях с электронами для случаев накачки пучками электронов и осколками ядерных реакций определяется величиной V/. Энергия образования одного возбужденного состояния зависит от деградационного спектра вторичных электронов, сформированного в результате ионизационного каскада.
Моделирование процессов и сравнение параметров плазмы при возбуждении смесей инертных газов пучком электронов и осколками ядерных реакций было сделано в [20]. Авторы указывают на то, что осколки ядерных реакций (ОЯР), благодаря их большей массе, в столкновениях с орбитальными электронами передают меньшие порции энергии за один акт, чем электроны пучка с той же начальной энергией. В результате, при накачке ОЯР, вторичные электроны обладают энергией, достаточной в среднем только для одного акта ионизации. Вторичные электроны, образовавшиеся после воздействия на газ электронов пучка, обладают энергией достаточной для 5-10 актов ионизации. Расчетная величина IV для условий возбуждения ОЯР на 10% больше чем для случая накачки пучком электронов, тогда как соотношение у</у, (где vc- частота образования возбужденных состояний, V, -частота ионизации) больше для накачки пучками электронов.
В условиях, характерных для плазменных лазеров, различие в деградационных
20
спектрах электронов полученных при накачке пучками электронов или ионов в диапазоне энергий 10-100 эВ составляет менее 10-15 % [13]. На рис.1.1 представлены результаты расчетов величины Ъ для деградационного спектра вторичных электронов (на один электрон) для Не-Сс1 смеси высокого давления возбуждаемой пучком электронов (200 кэВ) и протонным пучком (750 кэВ). В области энергий близких к потенциалу ионизации С<1, различие в деградационных спектрах для электронного и протонного пучков менее 10-15%. Величина IV несколько (на 10%) выше для случая накачки протонным пучком. Это указывает на то, что высоко-энергстичный пучок электронов и образованные в результате его воздействия вторичные электроны более эффективно ионизуют эти газовые смеси (см. Таблицу 1.1).
1 -01-ОМ -0001 •
7
*5
Ы 00001-000001 -1Е4-
1£ 7- . —» "И1—. . ...■■!............... »■■—!—г-
10 100 1000 10000 100000
Е.*«
Рис.1.1.
Деградацией ный спектр вторичных электронов (нормализованный на один электрон). Начальная энергия электронов пучка 200 кэВ (1), протонов 760 кэВ (2) [13].
Таблица 1.1 Величина энергии образования электрон-ионной пары 1У,оп (эВ) и У/~ энергии создания С(Р* (4(195з2 20зл 5,-2) при накачке пучком электронов’ (2) - низкоэнергетичные электроны Е=5 кэВ; (3) - высокоэнергетичные электроны Е=200 кэВ; (4)- протонный пучок с Е=750 кэВ (3,4« результаты расчетов (131); (5)- результаты расчетов Г221 для осколков ядерных реакций типа
1 2 3 4 5
Не, \Уюп 44.35 48.43 46 8 53.91
не-са, \у10Я 43 64 47.42 - 53.48
не-са, ^(са^Эз*) - 1281.7 - 1026 55
не-са, іг(са*'2о5,7) - 633.11 - 504.54
Будник с коллегами [26] опубликовали серию работ по теоретическому исследованию параметров плазмы, созданной осколками ядерных реакций с учетом
21
трековой структуры. Численное моделирование с использованием модели He-Cd лазера показало, что рассмотрение процесса накачки осколками ядерных реакций как импульсного процесса приводит к сильным флуктуациям плотности возбужденных состояний и атомарных и молекулярных ионов гелия. Это приводит к сильным пространственным и временным флуктуациям такой важной характеристики процесса лазерной генерации как коэффициент усиления слабого сигнала %. Однако, в оптимальных для получения лазерной генерации условиях возбуждения средняя величина % близка к значению, полученному для условий непрерывной во времени и пространстве накачки с соответствующей средней мощностью.
Так, теоретический анализ [3,12-18,20-26], и сравнение экспериментальных результатов полученных при накачке плазменных лазеров пучками электронов и осколками ядерных реакций [13,17,18,21,23-25], показали, что выходные характеристики этих лазеров не имеют сильной зависимости от типа источника возбуждения и что активные среды ЛЯН можно моделировать в экспериментах с использованием слаботочных пучков большой длительности. Основные преимущества такого моделирования следующие: ускорение процесса получения экспериментальных данных, более широкий диапазон мощностей и длительностей накачки (что особенно важно в экспериментах по поиску' новых активных сред), более чистые экспериментальные условия в смысле наличия примесей в активной среде, возможность работать при постоянной температуре газовой смеси без ее изменения за счет нагрева импульсом накачки.
1.2. Генерация на переходах иона Cd*
Первое сообщение о запуске лазера на переходах Cd+ в условиях импульсного разряда было сделано в 1965 г.[27]. Генерация была получена в смеси He-Cd на длине волны 533,7 нм, давление парв кадмия р~10'2 - 10'1 Topp. Длительность импульса излучения не превышала нескольких микросекунд. Несколько позже теми же авторами было зарегистрировано лазерное излучение на Х=441.6 нм [28]. О получении генерации на переходах Cdf с Х=806.7, 537.8, 533.7 нм при возбуждении в разряде с полым катодом сообщалось в [29]. В 1967 г. Фаулс и Хопкинс опубликовали данные о получении квазинепрерывной генерации на переходе 441.6 нм [30], позже квазинепрерывный режим при накачке в разряде с полым катодом был достигнут для переходов Cd* с Х=537.8,533.7, 635, 636, 730, 728 нм [31] и 325 нм [32]. Среди лазеров на парах металлов, получивших
22
бурное развитие в 70-х годах [1], электроразрядный лазер на переходах иона кадмия вызвал наибольший интерес исследователей благодаря тому, что обеспечивал наиболее коротковолновое (325 нм) излучение в непрерывном режиме генерации. Среди промышленных лазеров катофорезные лазеры на парах кадмия и до сих пор остаются единственными источниками непрерывного когерентного УФ-излучения [33]. Для возбуждения использовались практически все основные типы электрических разрядов: положительный столб импульсного или непрерывного разряда, разряд с полым катодом, поперечный ВЧ-разряд, возбуждение лучком электронов, сформированным в разряде, подробнее см. [33].
Однако, в условиях возбуждения разрядом при низком давлении мощность генерации на синей линии Cd* (самой интенсивной) не превышала 70 мВт/см3, при КПД в несколько сотых процента [1,33].
Одновременно проводились интенсивные исследования механизмов возникновения инверсии на переходах однократных ионов металлов при возбуждении в разряде низкого давления. В 1969 г. Силфастом было предложено, что в положительном столбе импульсного разряда накачка перехода с >=441.6 нм в смеси He-Cd осуществляется за счет пеннинговской ионизации атомов кадмия метастабилями гелия [34]. Одно из первых подробных рассмотрений механизма работы He-Cd и He-Zn лазеров сделано Коллинзом в 1973 г. [35]. В работе [36] группой под руководством М.Ф. Сэма (Ростов) было продемонстрировано, что наибольший коэффициент усиления в условиях возбуждения в положительном столбе импульсного разряда (120 %/м) имеет переход с >=441.6 нм Cd* при разряде в «чистых» парах кадмия. Авторами [36] было высказано предположение, что в условиях отсутствия гелия заселение верхних уровней 5s2 2Ds/2 происходит электронным ударом из основного состояния атома кадмия, тогда как уровни (верхние для
зеленых линий) заселяются в ударно-радиационной рекомбинации двукратных ионов Cd**. Добавление буферного газа гелия приводит к изменению механизма возникновения инверсии и уменьшению коэффициента усиления. Генерация на линии >.=441.6 нм при давлении гелия больше 1 Topp наблюдалась только в послесвечении, что указывает на заселение ВЛУ в реакции Пеннинга [36]. Для зеленых линий возможны два механизма возбуждения [36]: при давлениях гелия до 0.5 торр преобладает заселение в процессах рекомбинации Cd**, а при р>0.5 Торр главную роль играют процессы перезарядки ионов гелия на кадмии.
То, что потенциал ионизации кадмия значительно ниже потенциала ионизации и
23
энергии метастабильных состояний He(23S) создает благоприятные условия для реализации следующей схемы возбуждения: энергия внешнего ионизатора вкладывается в буферный газ гелий, а от него передается лазерно-активной компоненте кадмию. Кроме того, использование жесткого ионизатора позволяет увеличить энергию и мощность лазера путем увеличения активного объема и давления, что невозможно при возбуждении разрядом.
Использование электронного пучка сформированного в разряде для накачки Ые-Cd лазера [37-40] не дало особых преимуществ по сравнению с разрядом в полом катоде, поскольку оптимальный режим работы пучка существует в довольно узких диапазонах изменения давления газа из-за срыва разряда в электронной пушке в дуговой. Кроме того, возбуждаемый объем ограничивался малой начальной энергией электронов, а полный КПД (<0.034%) определялся не только потерями на преобразование его энергии в лазерное излучение, но и потерями на формирование пучка [33]
К моменту опубликования в 1980 г. результатов по первому запуску и исследованию генерации в смеси He-Cd с ядерной накачкой [41], лазерная генерация при возбуждении осколками ядерных реакций уже была получена на ряде переходов инертных газов Ne,Xe [42,43], парах ртути [44]. Но все эти лазеры работали в ИК и в ближнем ИК диапазоне длин волн. Запуск генерации на переходах кадмия (зеленых линиях) [41] и, позже, на синей линии [45], позволил существенно расширить область возможного технического применения лазеров с ядерной накачкой. He-Cd лазер с длиной волны Х=441.6 нм длительное врея был самым коротковолновым лазером с возбуждением осколками ядерных реакций [46-48].
В работе [41] группой исследователей из МИФИ под руководством Миськевича А И. сообщалось о первом запуске лазера на переходах Cd* при возбуждении продуктами ядерных реакций 3Нс(п,р)3Т. Кварцевая трубка длиной 800 мм наполнялась 3Не до давления 400 Topp и содержала 0.5 г изотопа ,,6Cd в виде металлических шариков. Сферические зеркала R=2 м с диэлектрическим покрытием образовывали внешний резонатор. Максимальная плотность тока тепловых нейтронов внутри водяного замедлителя составляла -5*1014 т.н./см2с [41]. Лазерная генерация была получена одновременно на двух линиях Х=533.7 и 537.8 нм при нагреве трубки до 300°С. длительность лазерного импульса на полувысоте составила 160 мке при длительности накачки 200 мкс. Пороговая плотность потока нейтронов составляла 2-3-1014 т.н/см2с. Выходная мощность генерации не превышала 0.1 Вт при КПД в доли процента [41,47].
24
Увеличив добротность резонатора в диапазоне 40-480 нм до 99.9% этими же авторами в тех же условиях возбуждения удалось получить квазинепрерывную генерацию на длине волны >.=441.6 нм [45]. Длительность импульса излучения по основанию составила 200 мке, при мощности генерации около 50 мВт, температуре нагревателя 380°С, и пороговой плотности нейтронов 2.5*1014 т.н./см2с. В работе [46] было получено, что с увеличением давления гелия до I атм мощность лазерной генерации не меняется, а порог по накачке увеличивается в 1.4 раза. При увеличении пропускания выходного зеркала до 3% выходная мощность генерации на >.=441.6 нм возрастала до 12 Вт. Автором [46] сообщается также о создании на основе импульсного ядерного реактора многопроходового Не-Сб лазера с активным объемом 6000 см3. При использовании эффекта распыления металлической пленки кадмия плазмой гелия при накачке потоком нейтронов импульсного реактора [49], удалось понизить рабочую температуру активной среды до 162 °С при импульсной выходной мощности излучения на >.=441.6 нм 2.8 мВт и длительности импульса 2.04 мс [46].
Максимальные выходные параметры для лазера на Не-Сб смеси и >.=441.6 нм, полученные при ядерной накачке (установка БАРС-5: Ф=1016 т.нУсм2с, т=40 мке) были приведены в докладе Э.П. Магды [7] и составили: выходная мощность «1 кВт при КПД
*04%.
Вопросы механизма возникновения инверсии и математического моделирования Сб-лазера при возбуждении плотной (р>1 атм) смеси Не-Сб осколками ядерных реакций обсуждаются в целом ряде работ [17,21,41,45,47-56].
В работе [50] приводятся результаты численного моделирования Не-Сб лазера высокого давления с ядер ной накачкой. При верной, в целом, точке зрения на механизм образования инверсии в этом лазере, завышение скоростей накачки на ВЛУ в реакции перезарядки с Не\ а также неучет важности процессов образования ионов Сб2+ и реакции Пеннинга на собственном атоме, привело к завышению на порядок КПД на переходе с >.=441.6 нм, неверной оценки возможностей перехода с >.=325.0 нм и ошибочным зависимостям выходных характеристик Не-Сб лазера от температуры и давления среды (см. [53])
В стационарной кинетической модели ЛЯН на парах кадмия, представленной А.И. Миськсвичем (МИФИ) [51], подробно рассмотрены основные релаксационные процессы происходящие в плотной плазме 3Не-шСб, возбуждаемой продуктами 3Не(п,р)3Т ядерной реакции. В сравнении с экспериментальными данными, полученными автором [41,45],
25
проведены численные расчеты параметров активной среды Не-Сб лазера в зависимости от состава смеси и мощности накачки (от 15 до 500 Вт/см3). Продукты нейтронной 3Не(п,р)3Т ядерной реакции - протоны с энергией 0 57 МэВ и ядра трития с Е=0.19 МэВ замедляясь в парогазовой смеси образуют ионы Не+, метастабильные атомы Не* и электроны плазмы со средней энергией 7.6 эВ [51]. Заселение ВЛУ Сб\ без уточнения основных процессов для конкретных уровней, происходит в реакциях перезарядки с ионов Не*, Нсг\ реакции Пеннинга с участием метастабилей гелия и атомов кадмия в основном и возбужденном состояниях; основной канал потерь Сб+* - реакция конверсии в Сб2+ [51]. Составленная автором [51] система уравнений баланса основных частиц плазмы и энергии электронов решалась в квазистационарном приближении, обоснованность которого вытекает из большой длительности импульса накачки (0.1-10 мс), во много раз превышающей характерные времена атомных процессов. На втором этапе расчетов определялись заселенности отдельных уровней иона и атома кадия, находились коэффициенты усиления и рассчитывался спектр люминесценции Не-Сб смеси. Расчетные интенсивности люминесценции и зависимости коэффициентов усиления на переходах Сб+ находятся в хорошем согласии с экспериментальными данными.
Во многом сходная квазистационарная модель Не-Сб лазера с накачкой за счет объемной ионизации представлена в работах [52,53], сделанных в ИОФАН С.И. Яковленко с сотрудниками. Основным отличим этих моделей является то, что в [51] не учитывается девозбуждение уровней электронами, что при высокой мощности накачки приводит к спаду КПД, а также не учтена реакция Пеннинга на собственном атоме, ответственная за срыв генерации на зеленых линиях при Т>500°С. К тому же представляется спорным вопрос о сильном влиянии обратной реакции Пеннинга на населенность НЛУ зеленых линий, см. также [57].
Таким образом к моменту опубликования нами результатов по возбуждению Не-Сб лазера высокого давления наносекундным пучком электронов [17,21,56] в литературе отсутствовали данные по целому ряду принципиальных вопросов, связанных с лазером на переходах нона кадмия с накачкой объемным ионизатором. Рассмотрим их.
Во-первых, не смотря на прогнозируемые в моделях [50,51] высокие выходные параметры, в возбуждению Не-Сб лазерах с ядерной накачкой не была получена генерация на одном из самых притягательных в смысле применения переходов с Я.=325.0 нм. Причем отсутствие генерации объяснялось в [52,53] принципиальной невозможностью достижения инверсии в смесях высокого давления из-за сильного столкновительного перемешивания
26
уровней 4<195в2 205.г2, 3/2 в столкновениях с атомами гелия.
Далее, из-за ограниченной удельной мощности накачки и большой длительности импульса существующих импульсных реакторов открытыми оставались вопросы о поведении Не-Сё лазера при увеличении вкладываемой мощности и получении коротких мощных импульсов излучения. Для этого необходимо было построение нестационарной модели ЛЯН на переходах иона кадмия, проверенной на экспериментальных данных. Кроме того, отсутствовали однозначные представления о преимущественных процессах заселения ВЛУ отдельных переходов при высоких давлениях смеси. Рассмотрению этих вопросов посвящена глава 3 диссертации.
Ввиду большего диапазона возможностей по параметрам возбуждения (длительности, мощности накачки и возможности частотного режима работы), а также большей простоты и дешевизны пучковых установок по сравнению с ЛЯН на импульсных реакторах, моделирование пучкового лазера на парах кадмия было в дальнейшем развито в работах [54,55].
Используя метод Монте-Карло [58] для определения дозы энергии пучка электронов, поглощенной в Не-Сё смеси и метод деградационного спектра для определения концентрации заряженных и возбужденных частиц непосредственно в процессе счета, разработанная в [54] модель позволяет проследить за временным ходом компонент плазмы и лазерного излучения во время импульс накачки и в послесвечении. Отмечается, что пороговая мощность возбуждения для перехода с Х=325.0 нм превышает 1 кВт/см3, что объясняет отсутствие генерации на этой длине волны в ЛЯП. Показано [54], что КПД генерации Не-Сё лазера определяется удельной вкладываемой энергией и не зависит от времени ее ввода. Причем, при удельном энерговкладе большем 0.5 мДж/см3 процессы электронно-столкновительного перемешивания уровней приводят к резкому спаду КПД генерации на зеленых линиях. Проанализирована, также, возможность импульсно-периодического режима работы Не-Сё лазера с пучковой накачкой. В работе [55] теми же авторами на основе анализа модели [54], предложен способ увеличения выходной мощности генерации при длительных импульсах накачки. Для уменьшения влияния электронно-столкновительного девозбуждения и повышения населенности уровня 4^7/2 (ВЛУ для 537.6 нм) предложено повысить температуру электронов плазмы подключением внешнего электрического поля. Импульсами внешнего поля возможна также модуляция мощности генерируемого излучения.
В работе [59] сообщалось о получении квазистационарной генерации на Х=441.6 нм
27
при возбуждении He-Cd смеси пучком электронов с площадью сечения 3x70 см2, энергией электронов 180 кэВ, полным током пучка 175 А при длительности 12 мкс. Максимальная выходная мощность излучения составила 20 Вт, при температуре 360-380°С. Основные выводы работы [59] совпадают со сделанными нами в работах [17,21,56].
Исследование квазистационарной генерации на ионе кадмия в видимой и УФ области спектра были продолжены в серии работ [60-66]. Лазерное излучение на Х=325.0 нм во время импульса накачки было получено при возбуждении смеси He-Cd пучком электронов 13 мкс длительности при концентрации гелия (1.2 - 2.2) Ю19 см*3 и температу ре 330-440°С. Получено, что при обеспечении достаточной чистоты используемого гелия и обезгаживании лазерной кюветы порог генерации на синей линии составляет менее 15 Вт/см3, а для УФ линии менее 5 Вт/см3. При увеличении длительности импульса пучка до 40 мкс обнаружено ограничение длительности импульса УФ генерации, лазерное излучение прекращалось до окончания накачки. В тоже время генерация на синей линии продолжалась в течении всего импульса возбуждения. В результате исследования люминесценции He-Cd смеси при возбуждении пучком электронов длительностью 40 мкс было показано, что прекращение генерации на А=325.0 нм до окончания действия пучка и уменьшение, по сравнению с накачкой более коротким 5-ти микросекундным пучком, мощности генерации на синей линии объясняются снижением скорости заселения верхних лазерных уровней при увеличении длительности накачки. Причиной данного эффекта является сильное дсвозбуждение ВЛУ в столкновениях с электронами плазмы. Для ослабления влияния электронно-столкновительного девозбуждения ВЛУ было предложено уменьшить концентрацию тепловых электронов добавив к активной среде He-Cd лазера небольшое количество электроотрицательной примеси (ССЦ). Это позволило получить квазинепрерывную генерацию на УФ линии и повысить выходную мощность генерации на синей линии. Была продемонстрирована возможность импульсно-периодического режима генерации He-Cd лазера высокого давления с накачкой пучком электронов и частотой повторения импульсов до 330 кГц.
Сравнительно недавно на основе нестационарной кинетической модели кадмиевого лазера с учетом электроотрицательных добавок было предложено другое объяснение эффекту срыва генерации раньше окончания импульса накачки [25,67]. Инверсия заселенностей на рабочих переходах атома кадмия, независимо от механизмов накачки верхних уровней, образуется вследствие радиационного распада нижних уровней. Кроме того, реабсорбция излучения на переходах в состояния 5р3Ро,ід атома кадмия может
28
влиять на положение и длительность импульсов генерации. Поскольку в конечном итоге около 90 % релаксационного потока, проходящего через возбужденные состояния атома кадмия, попадает на триплет 5р3Ро,|^.
Ограничение длительности импульса излучения с 325,0 нм в Не-Сс1 смеси при накачке активной среды (АС) электронным пучком и отсутствие генерации на этом переходе при ядерноЙ накачке объясняется влиянием паразитного поглощения рабочего излучения атомами кадмия в возбужденном состоянии 5Б5р3р2. Накопление этих метастабильных состояний атома кадмия происходит в результате радиационного каскада с высоколежащих возбужденных состояний атома, образующихся в основном в результате диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов кадмия Сб2+. В момент, когда мощность генерации достигает максимума (1 = 15 мкс), концентрация мстастабилей Сс1*(5р3р2) составляет 2,4*1012 см'3 и продолжает расти во времени. Это приводит к тому, что, несмотря на нарастание мощности накачки и величины инверсной заселенности рабочих уровней, генерируемое активной средой излучение эффективно поглощается. Сечение паразитного поглощения составляет 3-10'17 см*3.
Появление квазистационарной генерации при добавлении ССЦ обусловлено снижением концентрации атомов СсГ(5р3Рг). Последнее, в свою очередь, объясняется тем, что концентрация электроотрицательных ионов хлора СГ в плазме настолько велика (к концу импульса накачки [С1*]- 5-1012 см*3 при [ССЦ]® 3-1015 см3и концентрации электронов Ые= 2* 10м см*3), что молекулярные ионы кадмия СсЦ+ преимущественно исчезают в реакциях ион-ионной рекомбинации с отрицательными ионами хлора, которые не приводят к заселению 5р3Р уровней.
и. Лазер высокого давления на ИК переходах атома ксенона
Впервые генерация на атомарных переходах ксенона была получена при возбуждении продольным разрядом низкого давления в чистом ксеноне [68,69]. Использование смесей ксенона с буферным газом гелием и схемы накачки поперечным электрическим разрядом позволило существенно расширить диапазон рабочих давлений и спектр генерации при увеличении ее эффективности [70-77]. Так, в работах [75,76] при возбуждении поперечным разрядом с предыонизацией излучением барьерного разряда через диэлектрик была получена генерация на переходах аргона, криптона и ксенона при давлении до 17 атм. Теми же авторами [77] показано, что в смеси с гелием полученная эффективность близка к предельной ~ 0.3% для используемого типа разряда.
29
Существенное, в несколько раз, увеличение КПД генерации ксенонового лазера было получено при замене гелия на аргон при накачке разрядом, поддерживаемым пучком электронов [78]. Это стимулировало дальнейшее исследование генерации в Аг-Хе при возбуждении поперечным разрядом с УФ предыонизацией [79-84]. В Аг-Хе смеси [83] получен удельный энергосъем 0.75 Дж/л и КПД до 3% относительно энергии, запасаемой в емкостном накопителе. О высоких характеристиках - энергия генерации 48 мДж с КПД 1.5% в смеси Аг-Хе (р=1.5 атм) сообщалось в [84], причем 70% энергии содержалось в линии с А.=1.73 мкм. Исследуя генерацию в смесях Хе с другими буферными газами криптоном и гелием, авторы указывают на перспективность Аг-Хе лазера как источника излучения в ближнем ИК диапазоне.
Возбуждение пучком электронов (Е=600 кэВ, т=2 мке, 7=2.5 А/см2) смесей Хе с аргоном и гелием было впервые осуществлено в [85]. Генерация в смеси с буферным газом регистрировалась как во время действия пучка, так и в послесвечении, тогда как в чистом ксеноне - только во время импульса накачки. Используя буферный газ аргон, при накачке пучком электронов (Е=220 кэВ, т=0.7 мке, у=6 А/см2) с активного объема 9 л была получена энергия 5.8 Дж с КПД 1.5% [86]. Считалось, что заселение ВЛУ ксенона происходит при передаче энергии возбуждения с Аг’, а диссоциативная рекомбинация Хег* приводит к заселению 6р уровней ксенона, уменьшая инверсию.
Существенно больший энергосъем 2.3 Дж/л (полная энергия 7 Дж) был получен в работе [87] при накачке смеси Аг-Хе пучком электронов длительностью 2-3 мке, у=10 А/см2, Е=150 кэВ. Эффективность генерации относительно энергии, вложенной в газ электронами составила 1%. В работе [88] было продемонстрировано, что при увеличении мощности возбуждения, использовался пучок электронов Е=200-400 коВ, т=1 мкс,у= 10-40 А/см2, КПД генерации уменьшается и это обусловлено существенным перемешиванием населенностей рабочих уровней в столкновениях с электронами. Была оценена критическая концентрация электронов Ке~ 10й см'3 (для р=1-3 атм), превышение которой приводит к уменьшению инверсии. Учитывая влияние этого процесса можно было ожидать повышение эффективности работы Хе-лазера при уменьшении плотности тока пучка, а высокие удельные энергосъемы можно обеспечить пропорционально увеличивая длительность импульса возбуждения. Это и было продемонстрировано в дальнейших исследованиях.
Максимальный энергосъем 16 Дж [89] (позднее теми же авторами 30 Дж, ЕуД=3 Дж/л [90]) был зарегистрирован при накачке смеси Аг:Хе= 100.0.5, р=3.5 атм пучком
30
электронов: Е=350 коВ, т=3.5 мкс, у=2 А/см2. Наибольший КПД 2.2% отмечался при меньшей плотности тока пучка , у=0.55 А/см2 [90]. Исследовалась также зависимость спектрального состава генерации от содержания ксенона в смсси. В оптимальных условиях, [Хе] ~ КГ4 - 102, когда максимальны выходная энергия и КПД лазера, спектр генерации состоит из пяти линий, причем 90% энергии содержится на переходе с Х=1.73 мкм. Для трех линий: Л=1.73, 2.03, 2.65 мкм верхним уровнем является 5с1[3/2]|°. С увеличением концентрации ксенона в спектре преобладают переходы с >.=2.63, 3.37, 3.51 мкм, начинающиеся с более низких 5б[5/2]г° и 5б[7/2]з° уровней.
Используя разработанные в ИСЭ СО РАН (Томск) ускорители электронов с плазменным эмиттером на основе дугового разряда в вакууме, позволяющие получать пучки электронов с длительностью импульса до нескольких миллисекунд, в работах [91, 92] были проведены эксперименты по получению и исследованию генерации в смесях Аг-Хе и Не-Аг-Хе при возбуждении пучком электронов низкой (<0.1 А/см2) плотности тока. Была получена генерация в квазистационарном режиме, длительностью до 2.3 мс [92]. Оптимальное давление в смеси Аг:Хс= 100.1 при плотности тока порядка 0.04 А/см2 и длительности 0.1 мс составляло около I атм, удельная энергия генерации достигала 1 Дж/л при КПД>1%. Следует отметить, что при плотности тока пучка 10 м А/см2 работа с предельной длительностью тока 2.6 мс ограничивалась во времени разрушением фольги за 5 импульсов. Исследовались также возможности импульсно-периодической генерации Хе-лазера и было получено, что при накачке короткими сериями (до 5-10 импульсов) мощность генерации практически не меняется от импульса к импульсу.
Для ряда технических применений необходимо получение коротких (десятки -сотни наносекунд) мощных импульсов генерации Хе-лазера, но увеличение мощности накачки приводит к резкому снижению КПД [88]. Эта проблема была решена в работе [93] путем использования добавок молекулярных газов N2, СОг, Нг и гелия к смеси Аг-Хе. При возбуждении Аг-Хе смеси пучком электронов: Е=150 юВ,7=40-80 А/см2, спектр генерации состоял из трех линий 2.65, 2.63, 1.73 мкм с максимумом интенсивности на >.=2.65 мкм. При добавлении молекулярных газов или гелия в спектре появлялась линия с >.=2.03 мкм и половина выходной энергии лазера была сосредоточена на этом переходе. Максимальное увеличение выходной энергии с молекулярными добавками было получено при использовании тяжелых буферных газов и в чистом ксеноне. Однако подробного исследования спектрального состава генерации, причин его изменения при использовании молекулярных добавок и гелия, диапазона условий применимости данного эффекта не
31
проводилось.
Разряд, поддерживаемый пучком электронов, был впервые использован для возбуждения Хе-лазера в работах [78,94] В смеси Аг-Хе при р=3 атм получен энергосъем 0.4 Дж/л при КПД 1.3% [94]. Здесь же впервые сделана попытка теоретического обоснования полученной высокой эффективности генерации и обращено внимание на роль метастабильных атомов Хе(6$) в образовании инверсии во время разряда. В первом полупериоде разрядного тока идет эффективная наработка Хе* в состояниях 6б в результате передачи энергии возбуждения от аргона и в столкновениях с электронами. В последующих полупериодах происходит ионизация метастабильных состояний, выступающих теперь в качестве основных. Это увеличивает квантовый КПД до 20%.
Успешная реализация этого принципа для Хе-лазера была сделана в [83, 95]. При использовании комбинированной накачки смеси Аг-Хе при давлении 5 атм были получены рекордный для того времени КПД 3% от энергии, запасаемой в емкостном накопителе, и плотность выходной энергии 0.75 Дж/л. Более широко исследования данного способа возбуждения для Хе-лазера были сделаны в цикле работ [89,96-103]. Были продемонстрированы максимальные и по сегодняшний день при комбинированной (или электроионизационной) накачке удельный энсргосъем до 8 Дж/л на Xя 1.73 мкм, при полной энергии 80 Дж и полном КПД 2.4% [90,103], расходимость, близкая к дифференциальному пределу 3-5* 10*5 рад [100]. Показано, что более выгодные, как с точки зрения эффективности использования пучка, так и с точки зрения снижения тепловой нагрузки на фольгу режим работы ЭИ Хе-лазера реализуется при меньших плотностях тока пучка. Так, при уменьшении плотности тока от 1.7 А/см2 до 0.55 А/см2 полная энергия при ЭИ-накачке уменьшилась незначительно - до 72 Дж, а КПД лазера вырос до 3.4% [90] На основе теоретического анализа механизмов формирования инверсии при ЭИ способе возбуждения Хе-лазера в [89,96,98,99,104] показывается роль метастабилей ксенона как «основного» состояния в цикле: метастабиль - ион - молекулярный ион - рабочий переход - метастабиль. Квантовый КПД такой схемы составляет 20%, а пучок электронов компенсирует убыль метастабилей из-за релаксации в основное состояние.
Низкие пороги возбуждения позволяют использовать для накачки лазера на переходах Хе продукты ядерных реакций. Впервые возбуждение Не-Хе смеси продуктами распада 235и было осуществлено в [105]. Мощность генерации достигала 10'2 Вт, при длительности 150 мкс.
В [106], при накачке за счет объемной ионизации продуктами реакции взаимодействия 3Не с нейтронами получена мощность лазерного излучения 0.1 Вт на
32
Х=2.03 мкм при длительности 500 мкс. Оптимальной с точки зрения выходной энергии генерации в [107] была концентрация ксенона 0.6-1% в смеси с гелием, при этом наблюдалось излучение на переходах с >.=2 03, 3.51, 3.65 мкм с максимумом интенсивности на >.=3.65 мкм.
В эксперименте [108] кювета с нанесенным на внутреннюю поверхность слоем окиси-закиси 235U облучалась потоком тепловых нейтронов с длительностью импульса 0.8 мкс. Максимальная энергия генерации, при накачке смеси Не-Хе, р=4 атм с активным объемом 0.4 л составила около 2 Дж с КПД=0.8% от поглощенной энергии. Исследовалась также генерация в смесях инертных газов Не-(Хе, Кг, Ar), Ar- (Хе, Кг), Хе-Кг в диапазоне длин волн от 2 до 10 мкм. Есть сообщения о создании низкопороговых лазеров на смесях Не-Хе и Ar-Хе при давлении до 4 атм, возбуждаемых осколками деления урана [42,109]. Лазерная кювета с помещенными внутрь двумя алюминиевыми пластинами, покрытыми слоем окиси-закиси 235U и отстоящими друг от друга на 2 см, облучалась потоком тепловых нейтронов с плотностью 1 Л-101 cm'V1 и длительностью импульса 4 мс. Максимум полученной для смеси Не:Хе= 1000:1 зависимости мощности генерации (250 Вт на >.=2.63 мкм) соответствует давлению 3 атм [42]. КПД генерации менялся незначительно: от 0.9 до 1.2% при изменении давления газа от 1 до 3 атм, но при этом пороговая плотность потока нейтронов возрастала. При замене буферного газа с гелия на аргон, в спектре генерации кроме линии с >.=2.63 мкм появлялись >.=2.03 и 3.1 мкм (переход 50[5/2]з° - 6р[9/2]2°). При давлении смеси АпХе =500:1 р=0.5 атм мощность генерации составила 130-150 Вт с КПД около 1% [42]. Увеличив добротность резонатора на Х=1.73 мкм до 94% в работе [109] в смеси Аг:Хе =0.5 атм:2 Topp удалось повысить КПД до 2.2% (по мощности) и мощность до 500 Вт. Генерация длительностью 10 мкс имела квазинепрерывный характер. Пороговая плотность потока тепловых нейтронов составила в условиях эксперимента 1013 см с .
Таким образом, к 1987 г. были определены наиболее эффективные способы и условия возбуждения Хе-лазера (ЭИ накачка и пучок электронов). Показано, что низкие пороговые мощности возбуждения Хе-лазера позволяют использовать накачку осколками ядерных реакций без уменьшения КПД генерации. Однако, из-за сложной структуры уровней Хе, недостаточной изученности процессов релаксации в плотной многокомпонентной плазме, а также в связи с тем, по-видимому, что наиболее развитые модели строились для описания работы Хе-лазера в оптимальных условиях по выходной энергии, где 90% составляет генерация на >.=1.73 мкм, в литературе имелись значительные
33
разногласия по основным процессам формирования инверсии. Кроме диссоциативной рекомбинации ионов АгХе* [87,96], Хег+ [94,110], передачи возбуждения с метастабилей Аг* [86,105,111] и диссоциации димера Агг* [94], основными реакциями считались прямое [112] и ступенчатое [111,113] возбуждение электронным ударом и рекомбинация ксенона с двумя электронами [114] (подробнее см. в [24]). А зачит необходимо было, с целью получения дополнительных экспериментальных данных, нужных для построения адекватной модели работы Хе-лазера, проведение исследований многоволновой генерации на переходах Хе в широком диапазоне мощностей возбуждения и состава смеси. Кроме того, с точки зрения применения Хе-лазера наиболее интересен режим генерации длинных импульсов (0.1-1 мс) [115,116], достижимый при пучковой и ядерной накачке при решении проблемы теплового разрушения фольги ускорителя [117]. Поэтому необходимо было также исследовать спектральный состав генерации Хе-лазера в припороговых условиях возбуждения, возможности его управлением и значения пороговых мощностей накачки для отдельных линий в зависимости от внешних условий. Далее, при малых мощностях накачки, молекулярные примеси в газовой смеси Хе-лазера приводят к резкому спаду энергии генерации и изменению ее спектрального состава [118,119]. Изменение спектра лазерного излучения наблюдалось и при мощной накачке [93], где молекулярные добавки уменьшая Те, повышали выходную мощность и энергию лазера на переходах Хе. Причина этих явлений не была выяснена. Поскольку, при возбуждении коротким пучком релаксация Те происходит быстро, влияние молекулярных добавок и гелия проявилось непосредственно через кинетические процессы с участием рабочих уровней Хе - см [120] и главе.4.
В конце 80-х интерес к лазеру на переходах Хе значительно возрос и далее приведены результаты, опубликованные другими авторами за этот период.
Патерсон с сотрудниками [119,121-123], используя продольную систему накачки пучком электронов (Е=1 МэВ, длительность 1 мке) исследовали генерацию в Аг-Хе смеси при мощностях возбуждения от 0.04 до 1 кВт/см3. Отмечается необходимость тщательной очистки используемых газов. Так, при применении газов промышленной очистки, мощность генерации в 20 раз ниже, чем в случае специально очищенных газов. При этом примеси приводят к появлению интенсивной линии с >.=2.03 мкм, конкурирующей с переходом на >.=1.73 мкм, основным в случае использования очищенных газов [119]. Наименьшим порогом по мощности накачки в исследуемом диапазоне 120-800 Вт/см3 обладает линия с >.=2.65 мкм [123]. Экспериментально установлено [121], что при
34
плотности мощности возбуждения -1 кВт/см3 генерация на Л=1.73 мкм прекращается, когда удельный энерговклад достигает ~ 200 мДж/см3атм, а на Л-2.63, 2.65 мкм (линии не разделены) - 150 мДж/см3атм. Происходит это, как показано на основе модели [124] в работе [125], из-за превышения концентрацией электронов критического значения при повышении температуры газа под действием пучка электронов, или при ядерной накачке
[126]. Оценена критическая степень ионизации Г,-10‘5, когда электронно-столкновителыюе перемешивание рабочих уровней приводит к срыву генерации.
При возбуждении пучком электронов микросскундной длительности смеси Аг-Хе исследовались коэффициенты усиления на отдельных линиях [127, 128]. Было показано, что наибольший go ~ 100-200% см'1 (1.5 А/см2, 250 кэВ, 2 мке) имеет переход с Л=2.65 мкм
[127], однако из-за сильной конкуренции с переходом на Л=1.73 мкм и большего влияния электронно-столкновительного перемешивания интенсивность насыщения на Л=2.65 мкм наименьшая. В экспериментах [127] получен КПД генерации 2.6% при р=3 атм и удельной выходной энергии 1.7Дж/л.
В работе [104] за счет снижения плотности тока пучка до 0.5 А/см2 удалось увеличить КПД Хе-лазера при ЭП-накачке до - 3.5%. Здесь же исследовался спектральный состав генерации при изменении мощности накачки в пределах 10-500 мА/см2 и дается объяснение полученным результатам на основе модели [89,96].
При возбуждении смеси Аг:Хе =50:1 р=2.2 атм активным объемом 975 л пучками электронов с двух сторон при средней мощности накачки 70 кВт/см3 и длительности импульса 1.65 мке получена максимальная из известных энергия генерации Хе-лазера 650 Дж с КПД ~ 0 57% [129]. Основными причинами низкого КПД по мнению авторов были: существенно неоднородное распределение энерговклада, сильный нагрев активной среды (до 500°К) и существенное превышение мощности накачки оптимальных значений.
Времена задержки появления генерации и спектральный состав излучения при накачке Аг-Хе смеси давлением от 4 до 14 атм коротким (30 не) пучком электронов, вкладываемая мощность 1-10 МВт/см3, исследовались в [130-132]. Из зависимостей времен задержки генерации от давления смеси был сделан вывод о столкновительном характере заселения ВЛУ - 5(1 состояний Хе [131].
Наибольшие из известных на сегодня эффективностей генерации Хе-лазера при ядерной накачке 3% для смеси Аг-Хе (Х=1.73 мкм) и 2.4% для Не-Аг-Хе ((Х=2.03 мкм) по энергии и 5 6%, 3.3%, соответственно, по мощности получены в [133]. В Аг-Хе отмечался срыв генерации до окончания импульса накачки при энерговкладах - 300 мДж/см3,
35
объясняемый превышением критической концентрации электронов при нагреве газа Разбавление смеси более легким газом гелием позволило увеличить ее теплоемкость и получить большую выходную энергию генерации за счет удлинения импульса излучения [133].
В работе [134] показана и исследована возможность использования излучения импульсного ядерного реактора для предыонизации газовой смеси Хе-лазера.
Теоретический анализ и эксперименты, проведенные в работе [8] показали, что при использовании изотопа 2,аРо плотности мощности накачки в 3-5 раз превышают пороговые мощности (0.02 Вт/см3 для 0.25 атм Аг:Хс =400:1). Следовательно возможно создание непрерывного лазера на смеси Аг-Хе (Х=2.03 мкм) с радиоизотоп ной накачкой, имеющего мощность излучения ~ 1 Вт, при длине 1 м, КПД ~ 1% и ресурсе работы около 100 дней.
Исследование спектрального состава генерации Хе-лазера с ЭП и ЭИ накачкой, проведенные в [104] при плотностях тока от 10 до 500 мА/см3 показали, что увеличение мощности накачки за счет увеличения как плотности тока пучка при ЭП накачке, так и зарядного напряжения на конденсаторной батарее при ЭИ накачке сказывается на характере спектральных зависимостей выходного излучения одинаково. То есть независимо от способа возбуждения интенсивность накачки является основным фактором, определяющим состав выходного излучения. Исследовались также смеси с другими буферными газами. Так, в работе [135], при накачке пучком электронов (350 кэВ, 1.7 А/см2, активный объем 10 л) в смеси Не:Хе=1000:1 (р=3.5 атм) получена выходная энергия генерации 1.95 Дж с КПД ~ 1.6%. Спектр излучения состоял из четырех линий Х=2.03, 2.65,3.43,3.65 мкм, с максимумом на >.=2.03 мкм.
Почти одновременно и независимо разными авторами [120,136-138] было показано, что увеличение доли генерации на Х=2.03 мкм при наличии в смеси гелия обусловлено большей скорочтью столкновительной очистки гелием уровня 6р[3/2]|0, нижнего для этого перехода. Измеренная константа процесса (7.49+0.32)-10’11 см3с! в 12 раз больше, чем константа скорости тушения гелием уровня 6р[5/2]г - нижнего для А=1.73 мкм. Но, из-за тушения гелием и верхнего уровня 5с1[3/2]|° [138], максимальная энергия на Х=2.03 мкм в смеси Не-Аг-Хе в условиях оптимальной для Аг-Хе смеси накачки составляет только половину энергии на >.=1.73 мкм в двойной смеси с аргоном. Однако, как показано в [137], тройные смеси с гелием могут быть использованы для получения эффективной генерации на А=2.03 мкм. Кроме того, использование смесей типа Не-Аг-Хе при миллисекундных длительностях возбуждения, когда удельные энерговклады, превышающие 100