CC BY
92
УДК 537.527.9,519.673
K^-ПАЗЕР С НАКАЧКОЙ ДВОЙНЫМ РАЗРЯДОМ ОТ ГЕНЕРАТОРА С ИНДУКТИВНЫМ НАКОПИТЕЛЕМ ЭНЕРГИИ
Ю.И. Бычков, А.Н. Панченко, Е.А. Тельминов, В.Ф. Тарасенко, С.А. Ямпольская, А.Г. Ястремский
Институт сильноточной электроники СО РАН, г. Томск E-mail: [email protected]
Показана возможность увеличения длительности импульса излучения К^*-лазера. Для формирования разряда использовался генератор с индуктивным накопителем энергии и полупроводниковым прерывателем тока. Получена энергия излучения 0,65 Дж при длительности импульса на полувысоте -90 нс, эффективность энергии излучения относительно энергии первичного конденсатора - 1,4 %. Максимальная мощность излучения равна 8 МВт при эффективности генерации относительно мощности накачки 6,4 %. Проведено численное исследование характеристик лазерного излучения, включая изучение процессов формирования плазмы и создания инверсной населенности. Рассмотрены характерные электрофизические процессы в схеме питания лазера. Представлены расчетные зависимости от времени: мощности накачки и излучения; концентрации электронов, возбужденных атомов Kr*, молекул F,, а также скоростей процессов ионизации, рекомбинации и прилипания. Получено хорошее согласие расчетных и экспериментальных временных зависимостей характеристик разряда и лазерного излучения.
Введение
Для создания эффективных газоразрядных лазеров используют различные схемы накачки с двойным разрядом на основе искровых разрядников [1] и магнитных ключей [2]. В таких схемах первый, вспомогательный, разряд обеспечивает формирование плазмы. Вторым разрядом осуществляется накачка газовой среды. Способ накачки с двойным разрядом оказался не эффективным для газовых смесей, содержащих фтор (К^*- и А^*-лазеры). Для накачки Кл^*- и А^*-лазеров в настоящее время используются импульсы малой длительности и большой мощности [3-5], соответственно, длительность импульса излучения оказывается малой ~30 нс. Попытки увеличения длительности импульса излучения [6] приводили к снижению энергии излучения и эффективности лазера. В связи с этим общепринято считать, что для КгР-лазера малая длительность импульса возбуждения является необходимым условием эффективной накачки.
В данной работе сообщается о возможности значительного увеличения длительности импульса излучения КгР-лазера, если при накачке двойным разрядом увеличить мощность первого импульса. В типичных генераторах двойного разряда возникают принципиальные схемные трудности создания большой пиковой мощности в первом разряде. Для решения этой задачи был использован генератор, в котором часть запасенной энергии основного конденсатора передавалась в индуктивность - индуктивный накопитель энергии (ИНЭ). При последующем прерывании тока SOS-диодами за счет этой энергии формировался мощный импульс накачки. В работе представлены результаты экспериментальных исследований и результаты численных расчетов, полученные на основе компьютерного моделирования кинетических процессов в смеси № - Кг - F2 при накачке КгР-ла-зера двойным разрядом от генератора с ИНЭ.
1. Электрическая схема накачки лазера
и методика измерений
Схема лазера с генератором накачки приведена на рис. 1. Генератор накачки включал в себя основ-
ной и вспомогательный контуры. Основной контур был сформирован емкостным накопителем С0=70 нФ, индуктивностью Ь0 и искровым разрядником Р0. Вспомогательный контур предназначался для предварительной накачки SoS-диодов Б в прямом направлении и включал конденсатор СБ=10 нФ, искровой коммутатор РБг и индуктивность ЬВг В лазере использовались 10 диодов типа SOS-50-2, установленных параллельно обостри-тельным конденсаторам. Для предыонизации разрядного промежутка использовалось излучение искровых промежутков, равномерно расположенных с обеих сторон от анода, которые срабатывали при импульсной зарядке конденсаторов С1.
Uo Pa
Рис. 1. Схема К^*-лазера с накачкой от генератора с индуктивным накопителем энергии: P0, PDr - искровые разрядники; C0=70 нФ - первичный емкостной накопитель; С=2,45 нФ - обострительные конденсаторы; СВг=10 нФ - емкость накачки диодов SOS-50-2 D в прямом направлении; L,, L, L,, LDr - индуктивности контуров; U0, UD - зарядные напряжения; I - токи в контурах, R„„ - сопротивление разряда
Межэлектродный зазор был равен d=4 см, длина активной области - 72 см. В качестве отражающего зеркала использовались плоские зеркала с алюминиевым покрытием, на выходе резонатора было установлено плоское зеркало с коэффициентом отражения на А-248 нм R=30 %. Энергия излучения лазера измерялась калориметром OPHIR с сенсорной головкой FL-250A. Форма импульса излучения измерялась в дальней зоне вакуумным фотодиодом ФЭК-22 СПУ.
В экспериментах измерялись ток через разрядный промежуток I, ток разряда емкостного нако-
пителя 10, ток через SOS-диоды 1В и напряжение на SOS-диодах иш и электродах лазера и при помощи, соответственно, поясов Роговского и рези-стивного делителя напряжения. Электрические сигналы регистрировались цифровыми осциллографами TDS-220 или TDS-224.
2. Модель электроразрядного ^*-лазера
Самосогласованная модель электроразрядного КгР-лазера создана в рамках приближения локального электрического поля и включает уравнение Больцмана для электронов, систему балансных уравнений для концентраций частиц плазмы и уравнения электрической цепи. Для расчета распределения потока фотонов лазерного излучения вдоль оптической оси использовалась одномерная модель резонатора [7]. В расчетах предполагается, что разряд пространственно однороден.
В модели рассчитываются концентрации следующих частиц: электронов - е, фотонов лазерного излучения - hv, атомарного и молекулярного фтора: Д F2, колебательно возбужденных молекул F2 (у=1, 2), возбужденных частиц: №*, №**, №2*, Кг*, Кг". Кг***, Кг2*, F2*, F2*, К, F**, К**, отрицательно и положительно заряженных ионов: №+, №2+, Кг+, Кг2+, F2+, F+, Р, №Кг+.
Структура уровней молекулы KгF* описывается KгF(B¥) и К^(С¥) состояниями с различными вибрационными квантовыми числами. Уровни К^(В0) и К^(С0) учитывают состояния с колебательным квантовым числом у=0.
Система балансных уравнений для концентраций частиц плазмы и уравнения электрической цепи решались методом Гира, а уравнение Больцмана для электронов - методом взвешенных невязок [8].
3. Экспериментальные и расчетные результаты,
их обсуждение
На рис. 2 показаны экспериментальные временные зависимости напряжения на лазерном промежутке, тока разряда, тока в цепи конденсатора С0 и мощности лазерного излучения. На рис. 3 представлены расчетные зависимости от времени напряжения на плазме, ток разряда и ток в цепи конденсатора С0. Все расчеты проводились для условий рис. 2. Расчетные и экспериментальные данные хорошо согласуются, модель достаточно полно отражает кинетические процессы.
Принцип работы генератора с ИНЭ следующий. Включение разрядника РВг создает через диоды ток в прямом направлении. Напряжение на диодах остается малым. При смене полярности тока 1В через время 1=п(ЬВ^СВг)1/2 включается разрядник Р0, и напряжение на диодах становится обратной полярности. За время ~30 нс ток, текущий через диоды, С0 и «заряжающий» индуктивность Ь0 (ИНЭ) увеличивается до /0~20 кА. После этого растет сопротивление SOS-диодов, а ток 10 переклю-
чается на зарядку конденсатора С1. Спад тока 10 до нуля происходит за ~20 нс, энергия, накопленная в индуктивности, частично теряется в диодах, остальная часть передается в конденсатор С1. Амплитуда напряжения на конденсаторе и на плазме достигает более 80 кВ. Формирование плазмы происходит при сильном электрическом поле ~20 кВ/см. Ток разряда конденсатора С1 на плазму увеличивается до 30 кА, а пиковая мощность накачки становится достаточной не только для формирования разряда, но и для развития генерации. После этого накачка активной среды осуществляется энергией конденсатора С0.
U, кВ, к A
d d
806040200
-20-1
P , МВт
лаз'
8 6 4 -2 0 -2
100 150 200 t, не
Рис. 2. Осциллограммы напряжения на лазерном промежутке Ud, тока в цепи конденсатора С010 и тока разряда Id и излучения на 248 нм Рлаз при U0=36 кВ KrF-лазера при накачке от ИНЭ, смесь Ne: Kr: F2=1500:40:1 при давлении 3 атм
U, кВ, I, кА
d 7 7
80 60 40 20 0 -20
/1
J
1
'd Г «ч J7 -----~
J \ ' \ /
V
'с
0
50
100
150
200 t, не
Рис. 3. Расчетные временные зависимости напряжения на лазерном промежутке и, тока 10 в цепи конденсатора С0 и тока разряда I
На рис. 4 показаны расчетные временные зависимости мощности накачки и излучения. Максимальная пиковая мощность в начальной стадии поступает в плазму от конденсатора С1 и равна 230 МВт (~0,8 МВт/см3). В стадии основной накачки мощность равна ~120 МВт (0,43 МВт/см3) и обусловлена конденсатором С0. Время запаздывания начала генерации относительно накачки составило ~20 нс, также каждый пик мощности генерации
запаздывает относительно пика мощности накачки. Из этого следует, что начальный пик мощности накачки в рассматриваемом режиме, не только формирует плазму, но и обеспечивает развитие лазерной генерации с малым временем запаздывания. Максимум мощности излучения равен 8 МВт и этому излучению соответствует мощность накачки 125 МВт. Эффективность преобразования мощности накачки в излучение в стадии основной накачки высокая и равна 6,4 %. Расчетная энергия излучения равна 0,75 Дж, измеренная экспериментально составила 0,65 Дж. Возможно, что не все потери энергии учтены в расчете.
Р , МВт
аж
Р , МВт
лаз'
200150100 50-
0-
р лаз
г
-24 18 12 6
0
50
100
150
0
200 1 не
Рис. 4. Расчетные временные зависимости мощности накачки РЛ; и лазерного излучения Рлаз
п, см-3
10-
101
— —--------та -----
1' / \ е
¡1 1 ¡7 1: 1: К Ч' \ Кг* \ \ \ ............V....... 4----\
ГктР* 1 ЬУ (Б, У=0)
£ 1 ч '■
0
50
100
150
200
1, не
Рис. 5. Временные зависимости концентраций молекул фтора в основном F-l(0) и колебательно-возбужденном F-l (у) состояниях, электронов е, возбужденного криптона Кг* и молекул KrF* в В-состоянии К^*(В, у=0)
На рис. 5 представлены расчетные временные зависимости концентраций рассмотрение, которых дает представление о кинетических процессах в плазме разряда. Концентрация электронов нарастает очень быстро и за ~20 нс увеличивается на восемь порядков. Это определяет скорости нарастания остальных частиц. Увеличение концентрации возбужденного криптона вызывает рост частоты ступенчатой ионизации. А рост концентрации молекул с колебательным возбуждением F2(v) сильно увеличивает частоту прилипания электронов по
сравнению с прилипанием к молекулам фтора в основном состоянии.
В интервале времени от 70 нс и до 170 нс концентрация электронов мало изменяется, в этом интервале времени сохраняется равенство скоростей рождения и гибели электронов. Концентрация лазерных фотонов нарастает до значения порядка 1014 см-3 с такой же скоростью, как и концентрация электронов. Дальнейшее замедление скорости их роста связано с началом генерации.
Длительность импульса излучения зависит от начальной концентрации молекул фтора и скорости их диссоциации. В рассматриваемом режиме начальная концентрация фтора была равной 4,7.1016 см-3, за время генерации расход молекул фтора составил ~60 % (рис. 5), поэтому на этой же газовой смеси при оптимизации накачки имеется возможность на 20...30 % увеличить, как длительность импульса излучения, так и энергию излучения.
На рис. 6 представлены расчетные временные зависимости скоростей прямой и ступенчатой ионизации, а также прилипания электронов к молекулам F2(0) в основном состоянии и к молекулам F2(v) в состоянии колебательного возбуждения. Кроме процессов прилипания гибель электронов происходит в процессах их рекомбинации с ионами Кг+. Из зависимостей на рис. 6 следует, что прямая ионизация криптона в ~20 раз меньше, чем ступенчатая ионизация. В начальной стадии разряда до момента времени 30 нс концентрация электронов остается на уровне 107 см-3, в следующие 5 нс прямая ионизация увеличивает концентрацию до порядка 1013 см-3. После этого к 50 нс концентрация электронов увеличивается до максимального значения 2.1015 см-3. Концентрация Кг* становится меньше концентрации электронов, поскольку в реакциях ступенчатой ионизации расходуется Кг*.
Большая скорость нарастания разрядного тока вызывает спад напряжения на плазме, что снижает скорость прямой ионизации. После этого на всей длительности импульса размножение электронов в плазме осуществляется ступенчатой ионизацией. В стадии основной накачки на плазме устанавливается низкое напряжение ~4 кВ, и этого напряжения достаточно, чтобы скорость ступенчатой ионизации превышала суммарную скорость гибели электронов в процессах прилипания и рекомбинации. Сам факт низкого напряжения на плазме является важным в силу того, что снижение напряжения ведет к увеличению скорости прилипания электронов, и увеличивается скорость создания молекул КЩВ, V).
Скорости процессов прилипания электронов и рекомбинации (см. рис. 6) соизмеримы. Однако, скорость рекомбинации больше скорости прилипания электронов. Это является стабилизирующим фактором, при котором однородность разряда улучшается. Увеличение в газовой смеси содержания фтора ведет к увеличению скорости прилипания, и увеличивается вероятность возникновения пространственных неоднородностей разряда на
16
14
стадии роста концентраций частиц плазмы. При одновременном увеличении содержания фтора и мощности накачки сохраняется однородность среды и неизбежно сокращается длительность импульса излучения.
см"3с_1
1,2x10" 1,0x102 8,0x102 6,0x102 4,0x102
2,0x102 0,0
2
1
1
,-s\ / —\
1 /:т"аг......../........— „ i I J /' 4
50
100
150 t,
не
ные ионы фтора, молекулы фтора в основном состоянии и возбужденные атомы криптона.
Поглощение, см1
Усиление, см 0,04-'
0,03-
0,02-
0,01
0,00-
A
.............................
i
1
0,004
0,003
-0,002
0,001
0
50
100
150
200
0,000 t, не
Рис. 6. Временные зависимости скоростей: 1) прямой ионизации (увеличено в 10 раз), 2) ступенчатой ионизации, 3) рекомбинации и 4) прилипания электронов к Fг(0) и Fг(v)
Способ накачки двойным разрядом на основе прерывателя тока и ИНЭ отличается от традиционных способов возбуждения тем, что стадия роста концентраций происходит при большой плотности мощности накачки ~0,8 МВт/см3, при которой время запаздывания генерации становится минимальным. Уменьшение мощности в основной стадии накачки снижает скорость ионизации и позволяет увеличить длительность импульса излучения при сохранении однородности в плазме.
На рис. 7 показаны расчетные временные зависимости коэффициентов усиления и поглощения в активной среде. Большая скорость нарастания коэффициента усиления обеспечивает малое время запаздывания генерации относительно начала накачки. Коэффициент поглощения, оказывается малым по сравнению с коэффициентом усиления, что позволяет увеличить энергию излучения при оптимизации параметров накачки. Основными частицами, поглощающими фотоны излучения, являются отрицатель-
Рис. 7. Зависимости от времени усиления и поглощения в активной среде К^*-лазера при накачке от генератора с ИНЭ
4. Заключение
1. Кинетически процессы KrP-лазера в стадии основной накачки позволяют с высокой эффективностью ~6 % реализовать импульс излучения с большой длительностью до ~100 нс при оптимальном выборе мощности накачки и состава газовой смеси.
2. Схема накачки с двойным разрядом при использовании прерывателя тока и индуктивного накопления энергии является перспективной для накачки газовых лазеров. Такая схема позволяет выбирать оптимальное напряжение первого импульса, в том числе и напряжение, много превышающее напряжение на плазме, длительность первого импульса и оптимальное соотношение мощности в первом импульсе и мощности в стадии основной накачки.
3. Большая плотность мощности в первом импульсе накачки ~1,0 МВт/см3 снижает время запаздывания генерации относительно импульса накачки, что увеличивает длительность импульса излучения и эффективность лазера. Работа выполнена при поддержке МНТЦ, проект № 2596.
Работа доложена на VIII Международной конференции «Atomic and Molecular Pulsed lasers», Tomsk, 10-14 September, 2007.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Long W.H., Plummer J., Stappaerts E.A. Efficient discharge pumping of an XeCl laser using a high-voltage prepulse // Appl. Phys. Lett. - 1983. - V. 43. - № 8. - P. 735-737.
2. Fisher C.H., De Hart Т.Е., Ewing J.J. et al. High-efficiency XeCl laser with spiker and magnetic isolation // Appl. Phys. Lett. - 1986. - V. 48. - № 23. - P. 1574-1576.
3. Mathew D., Bastianes H.M.J., Boller K.-J., M.Peters P.J. Current filamentation in discharge-excited F2-based excimer laser // Appl. Phys. Lett. - 2006. - V. 88. - № 10. - PN 101502.
4. Жупиков А.А., Ражев А.М. Эксимерный KrF-лазер на основе буферного газа Не с энергией 0.8 Дж и КПД 2% // Квантовая электроника. - 1998. - T. 25. - № 8. - С. 687-689.
5. Mizoguchi H., Endoh A., Jethwa J., Racz B., Schgifer F.P. Rapid Discharge-Pumped Wide Aperture X-ray Preionized KrF Laser // Appl. Phys. B. - 1991. - V. 52 - № 3. - P. 195-199.
6. Taylor R.S., Leopold K.E. Ultalong optical-pulse corona preionized XeCl laser // J. Appl. Phys. - 1989. - V. 65. - № 1. - P. 22-29.
7. Jonson T.H., Palumbo L.J., Hunter A.M. Kinetics simulation of high-power gas lasers // IEEE Journal of Quantum Electronics. -1979. - V. 15. - № 5. - P. 289-301.
8. Fletcher C.A.J. Computational Galerkin Methods. - New York: Springer, 1984.
Поступила 30.11.2007г.
