Показана можливість збільшення тривалості імпульсу випромінювання КrF * лазера. Для формування розряду використовувався генератор з індуктивним накопичувачем енергії і напівпровідникових переривачем струму. Отримано енергія випромінювання 0,65 Дж при тривалості імпульсу на напіввисоті ~ 90 нс, ефективність енергії випромінювання щодо енергії первинного конденсатора 1,4%. Максимальна потужність випромінювання дорівнює 8 МВт при ефективності генерації щодо потужності накачування 6,4%. Проведено чисельне дослідження характеристик лазерного випромінювання, включаючи вивчення процесів формування плазми і створення інверсної населеності. Розглянуто характерні електрофізичні процеси в схемі живлення лазера. Представлені розрахункові залежності від часу: потужності накачування і випромінювання; концентрації електронів, порушених атомів Kr *, молекул F2, а також швидкостей процесів іонізації, рекомбінації і прилипання. Отримано добре узгодження розрахункових і експериментальних часових залежностей характеристик розряду і лазерного випромінювання.

Анотація наукової статті з фізики, автор наукової роботи - Бичков Ю. І., Панченко А. М., Тельмінов Е. А., Тарасенко В. Ф., Ямпільська С. А.


KrF * -LASER WITH DOUBLE DISCHARGE PUMP FROM GENERATOR WITH INDUCTIVE ENERGY STORAGE

The possibility of increasing duration of radiation pulse of KrF * -laser has been shown. Generator with inductive energy storage and semiconductor current interrupter was used for discharge forming. Radiation energy of 0,65 J at pulse duration at half-height of 90 ns was obtained, radiation energy efficiency relative to primary condenser energy is 1,4%. Maximum radiation power is 8 MW at oscillation efficiency relative to pump power is 6,4%. Numerical investigation of laser radiation characteristics including studying plasma formation process and inverted population development was carried out. Typical electrophysical processes in laser supply circuit were considered. Rated dependences of: pump and radiation power, electron concentration, Kr * excited atoms, F2 molecules as well as rates of ionization, recombination and adherence processes on time are presented. Good fit of calculated and experimental time dependences of discharge and laser radiation characteristics was obtained.


Область наук:
  • фізика
  • Рік видавництва: 2008
    Журнал: Известия Томського політехнічного університету. Інжиніринг ГЕОРЕСУРСИ

    Наукова стаття на тему 'KrF * лазера з накачуванням подвійним розрядом від генератора з індуктивним накопичувачем енергії'

    Текст наукової роботи на тему «KrF * лазера з накачуванням подвійним розрядом від генератора з індуктивним накопичувачем енергії»

    ?УДК 537.527.9,519.673

    K ^ -ПАЗЕР З Накачування ПОДВІЙНИМ розряду ВІД ГЕНЕРАТОРА З індуктивного нагромаджувача ЕНЕРГІЇ

    Ю.І. Бичков, А.Н. Панченко, Е.А. Тельмінов, В.Ф. Тарасенко, С.А. Ямпільська, А.Г. Ястремський

    Інститут потужнострумової електроніки СО РАН, Томськ E-mail: Ця електронна адреса захищена від спам-ботів. Вам потрібно увімкнути JavaScript, щоб побачити її.

    Показана можливість збільшення тривалості імпульсу випромінювання К ^ * - лазера. Для формування розряду використовувався генератор з індуктивним накопичувачем енергії і напівпровідникових переривачем струму. Отримано енергія випромінювання 0,65 Дж при тривалості імпульсу на напіввисоті -90 нс, ефективність енергії випромінювання щодо енергії первинного конденсатора - 1,4%. Максимальна потужність випромінювання дорівнює 8 МВт при ефективності генерації щодо потужності накачування 6,4%. Проведено чисельне дослідження характеристик лазерного випромінювання, включаючи вивчення процесів формування плазми і створення інверсної населеності. Розглянуто характерні електрофізичні процеси в схемі живлення лазера. Представлені розрахункові залежності від часу: потужності накачування і випромінювання; концентрації електронів, порушених атомів Kr *, молекул F ,, а також швидкостей процесів іонізації, рекомбінації і прилипання. Отримано добре узгодження розрахункових і експериментальних часових залежностей характеристик розряду і лазерного випромінювання.

    Вступ

    Для створення ефективних газорозрядних лазерів використовують різні схеми накачування з подвійним розрядом на основі іскрових розрядників [1] і магнітних ключів [2]. В таких схемах перший, допоміжний, розряд забезпечує формування плазми. Другим розрядом здійснюється накачування газового середовища. Спосіб накачування з подвійним розрядом виявився неефективним для газових сумішей, що містять фтор (К ^ * - і А ^ * - лазери). Для накачування Кл ^ * - і А ^ * - лазерів в даний час використовуються імпульси малої тривалості і великої потужності [3-5], відповідно, тривалість імпульсу випромінювання виявляється малої ~ 30 нс. Спроби збільшення тривалості імпульсу випромінювання [6] приводили до зниження енергії випромінювання і ефективності лазера. У зв'язку з цим загальноприйнято вважати, що для КГР лазера мінімальна тривалість імпульсу збудження є необхідною умовою ефективної накачування.

    У даній роботі повідомляється про можливість значного збільшення тривалості імпульсу випромінювання КГР лазера, якщо при накачуванні подвійним розрядом збільшити потужність першого імпульсу. У типових генераторах подвійного розряду виникають принципові схемні труднощі створення великої пікової потужності в першому розряді. Для вирішення цього завдання був використаний генератор, в якому частина збереженої енергії основного конденсатора передавалася в індуктивність - індуктивний накопичувач енергії (Іне). При подальшому перериванні струму SOS-діодами за рахунок цієї енергії формувався потужний імпульс накачування. В роботі представлені результати експериментальних досліджень і результати чисельних розрахунків, отримані на основі комп'ютерного моделювання кінетичних процесів в суміші № - Кг - F2 при накачуванні КДР-ла-Зера подвійним розрядом від генератора з Іне.

    1. Електрична схема накачки лазера

    і методика вимірювань

    Схема лазера з генератором накачування приведена на рис. 1. Генератор накачування включав в себе основ-

    ної і допоміжний контури. Основний контур був сформований ємнісним накопичувачем С0 = 70 нФ, індуктивністю Ь0 і іскровим розрядником Р0. Допоміжний контур призначався для попереднiй тиск SoS-діодів Б в прямому напрямку і включав конденсатор СБ = 10 нФ, іскровий комутатор РБГ і індуктивність ЬВг У лазері використовувалися 10 діодів типу SOS-50-2, встановлених паралельно загостри-них конденсаторів. Для предионізаціі розрядного проміжку використовувалося випромінювання іскрових проміжків, рівномірно розташованих по обидва боки від анода, які спрацьовували при імпульсної зарядці конденсаторів С1.

    Uo Pa

    Мал. 1. Схема До ^ * - лазера з накачуванням від генератора з індуктивним накопичувачем енергії: P0, PDr - іскрові розрядники; C0 = 70 нФ - первинний ємнісний накопичувач; З = 2,45 нФ - обострітельной конденсатори; СВГ = 10 нФ - ємність накачування діодів SOS-50-2 D в прямому напрямку; L ,, L, L ,, LDr - індуктивності контурів; U0, UD - зарядні напруги; I - струми в контурах, R "" - опір розряду

    Міжелектродний зазор дорівнював d = 4 см, довжина активної області - 72 см. В якості відображає дзеркала використовувалися плоскі дзеркала з алюмінієвим покриттям, на виході резонатора було встановлено плоске дзеркало з коефіцієнтом відображення на А-248 нм R = 30%. Енергія випромінювання лазера вимірювалася калориметром OPHIR з сенсорної головкою FL-250A. Форма імпульсу випромінювання вимірювалася в далекій зоні вакуумним фотодиодом ФЕК-22 СПУ.

    В експериментах вимірювалися ток через розрядний проміжок I, струм розряду ємнісного нако-

    Питель 10, струм через SOS-діоди 1В і напруга на SOS-діодів іш і електродах лазера і за допомогою, відповідно, поясів Роговского і різі-стівного подільника напруги. Електричні сигнали реєструвалися цифровими осцилографами TDS-220 або TDS-224.

    2. Модель електророзрядного ^ * - лазера

    Самоузгоджена модель електророзрядного КГР лазера створена в рамках наближення локального електричного поля і включає рівняння Больцмана для електронів, систему балансних рівнянь для концентрацій частинок плазми і рівняння електричного кола. Для розрахунку розподілу потоку фотонів лазерного випромінювання уздовж оптичної осі використовувалася одномірна модель резонатора [7]. У розрахунках передбачається, що розряд просторово однорідний.

    У моделі розраховуються концентрації наступних часток: електронів - е, фотонів лазерного випромінювання - hv, атомарного і молекулярного фтору: Д F2, колебательно порушених молекул F2 (у = 1, 2), збуджених частинок: № *, № **, №2 * , Кг *, Кг ". Кг ***, кг2 *, F2 *, F2 *, К, F **, К **, негативно і позитивно заряджених іонів: № +, №2 +, Кг +, кг2 +, F2 + , F +, Р, №КГ +.

    Структура рівнів молекули KгF * описується KгF (B?) І К ^ (С?) Станами з різними вібраційними квантовими числами. Рівні До ^ (В0) і К ^ (С0) враховують стану з коливальним квантовим числом у = 0.

    Система балансових рівнянь для концентрацій частинок плазми і рівняння електричного кола вирішувалися методом Гіра, а рівняння Больцмана для електронів - методом зважених нев'язок [8].

    3. Експериментальні та розрахункові результати,

    їх обговорення

    На рис. 2 показані експериментальні тимчасові залежності напруги на лазерному проміжку, струму розряду, струму в ланцюзі конденсатора С0 і потужності лазерного випромінювання. На рис. 3 представлені розрахункові залежності від часу напруги на плазмі, струм розряду і струм в ланцюзі конденсатора С0. Всі розрахунки проводилися для умов рис. 2. Розрахункові і експериментальні дані добре узгоджуються, модель досить повно відображає кінетичні процеси.

    Принцип роботи генератора з Іне наступний. Включення розрядника РВГ створює через діоди ток в прямому напрямку. Напруга на діодах залишається малим. При зміні полярності струму 1В через час 1 = п (ЬВ ^ СВГ) 1/2 включається розрядник Р 0, і напруга на діодах стає зворотної полярності. За час ~ 30 нс струм, поточний через діоди, С0 і «заряджає» індуктивність Ь0 (Іне) збільшується до / 0 ~ 20 кА. Після цього зростає опір SOS-діодів, а струм 10 переклю-

    чає на зарядку конденсатора С1. Спад струму 10 до нуля відбувається за ~ 20 нс, енергія, накопичена в індуктивності, частково втрачається в діодах, інша частина передається в конденсатор С1. Амплітуда напруги на конденсаторі і на плазмі досягає понад 80 кВ. Формування плазми відбувається при сильному електричному полі ~ 20 кВ / см. Струм розряду конденсатора С1 на плазму збільшується до 30 кА, а пікова потужність накачування стає достатньою не тільки для формування розряду, а й для розвитку генерації. Після цього накачування активного середовища здійснюється енергією конденсатора С0.

    U, кВ, до A

    d d

    806040200

    -20-1

    P, МВт

    лаз '

    8 6 4 -2 0 -2

    100 150 200 t, що не

    Мал. 2. Осцилограми напруги на лазерному проміжку Ud, струму в ланцюзі конденсатора С010 і струму розряду Id і випромінювання на 248 нм Рлаз при U0 = 36 кВ KrF-лазера при накачуванні від Іне, суміш Ne: Kr: F2 = 1500: 40: 1 при тиску 3 атм

    U, кВ, I, кА

    d 7 7

    80 60 40 20 0 -20

    / 1

    J

    1

    'D Г «ч J7 ----- ~

    J \ '\ /

    V

    0

    50

    100

    150

    200 t, що не

    Мал. 3. Розрахункові тимчасові залежності напруги на лазерному проміжку і, струму 10 в ланцюзі конденсатора С0 і струму розряду I

    На рис. 4 показані розрахункові тимчасові залежності потужності накачування і випромінювання. Максимальна пікова потужність в початковій стадії надходить в плазму від конденсатора С1 і дорівнює 230 МВт (~ 0,8 МВт / см3). В стадії основний накачування потужність дорівнює ~ 120 МВт (0,43 МВт / см3) і обумовлена ​​конденсатором С0. Час запізнювання початку генерації щодо накачування склало ~ 20 нс, також кожен пік потужності генерації

    запізнюється щодо піку потужності накачування. З цього випливає, що початковий пік потужності накачування в розглянутому режимі, не тільки формує плазму, а й забезпечує розвиток лазерної генерації з малим часом запізнювання. Максимум потужності випромінювання дорівнює 8 МВт і цьому випромінюванню відповідає потужність накачування 125 МВт. Ефективність перетворення потужності накачування в випромінювання в стадії основний накачування висока і дорівнює 6,4%. Розрахункова енергія випромінювання дорівнює 0,75 Дж, виміряна експериментально склала 0,65 Дж. Можливо, що не всі втрати енергії враховані в розрахунку.

    Р, МВт

    аж

    Р, МВт

    лаз '

    200150100 50-

    0-

    р лаз

    г

    -24 18 12 6

    0

    50

    100

    150

    0

    200 1 цієї статті не

    Мал. 4. Розрахункові тимчасові залежності потужності накачування РЛ; і лазерного випромінювання Рлаз

    п, см-3

    10-

    101

    - --------- та -----

    1 '/ \ е

    ?1 1 № 7 1: 1: До Ч '\ Кг * \ \ \ ............ V ....... 4 ---- \

    ГктР * 1 Ьу (Б, У = 0)

    ? 1 ч '|

    0

    50

    100

    150

    200

    1, що не

    Мал. 5. Тимчасові залежності концентрацій молекул фтору в основному F-l (0) і коливально-збудженому F-l (у) станах, електронів е, порушеної криптону Кг * і молекул KrF * в В-стані До ^ * (В, у = 0)

    На рис. 5 представлені розрахункові тимчасові залежності концентрацій розгляд, яких дає уявлення про кінетичних процесах в плазмі розряду. Концентрація електронів наростає дуже швидко і за ~ 20 нс збільшується на вісім порядків. Це визначає швидкості наростання інших частинок. Збільшення концентрації порушеної криптону викликає зростання частоти ступінчастою іонізації. А зростання концентрації молекул з коливальним збудженням F2 (v) сильно збільшує частоту прилипання електронів по

    порівняно з прилипанием до молекул фтору в основному стані.

    В інтервалі часу від 70 нс і до 170 нс концентрація електронів мало змінюється, в цьому інтервалі часу зберігається рівність швидкостей народження і загибелі електронів. Концентрація лазерних фотонів наростає до значення близько 1014 см-3 з такою ж швидкістю, як і концентрація електронів. Подальше уповільнення швидкості їх зростання пов'язане з початком генерації.

    Тривалість імпульсу випромінювання залежить від початкової концентрації молекул фтору і швидкості їх дисоціації. В даному режимі початкова концентрація фтору була рівною 4,7.1016 см-3, за час генерації витрата молекул фтору склав ~ 60% (рис. 5), тому на цій же газової суміші при оптимізації накачування є можливість на 20 ... 30% збільшити , як тривалість імпульсу випромінювання, так і енергію випромінювання.

    На рис. 6 представлені розрахункові тимчасові залежності швидкостей прямої і ступінчастою іонізації, а також прилипання електронів до молекул F2 (0) в основному стані і до молекул F2 (v) в стані коливального збудження. Крім процесів прилипання загибель електронів відбувається в процесах їх рекомбінації з іонами Кг +. З залежностей на рис. 6 випливає, що пряма іонізація криптону в ~ 20 разів менше, ніж ступінчаста іонізація. У початковій стадії розряду до моменту часу 30 нс концентрація електронів залишається на рівні 107 см-3, в наступні 5 нс пряма іонізація збільшує концентрацію до порядку 1013 см-3. Після цього до 50 нс концентрація електронів збільшується до максимального значення 2.1015 см-3. Концентрація Кг * стає менше концентрації електронів, оскільки в реакціях ступінчастою іонізації витрачається Кг *.

    Велика швидкість наростання розрядного струму викликає спад напруги на плазмі, що знижує швидкість прямої іонізації. Після цього на всій тривалості імпульсу розмноження електронів в плазмі здійснюється ступінчастою іонізацією. В стадії основний накачування на плазмі встановлюється низька напруга ~ 4 кВ, і цієї напруги досить, щоб швидкість ступінчастою іонізації перевищувала сумарну швидкість загибелі електронів в процесах прилипання і рекомбінації. Сам факт низької напруги на плазмі є важливим в силу того, що зниження напруги веде до збільшення швидкості прилипання електронів, і збільшується швидкість створення молекул КЩВ, V).

    Швидкості процесів прилипання електронів і рекомбінації (див. Рис. 6) сумірні. Однак, швидкість рекомбінації більше швидкості прилипання електронів. Це є стабілізуючим фактором, при якому однорідність розряду поліпшується. Збільшення в газовій суміші вмісту фтору веде до збільшення швидкості прилипання, і збільшується ймовірність виникнення просторових неоднорідностей розряду на

    16

    14

    стадії зростання концентрацій частинок плазми. При одночасному збільшенні вмісту фтору і потужності накачування зберігається однорідність середовища і неминуче скорочується тривалість імпульсу випромінювання.

    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

    ні іони фтору, молекули фтору в основному стані і збуджені атоми криптону.

    Поглинання, см1

    Посилення, 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, що не

    Мал. 6. Тимчасові залежності швидкостей: 1) прямий іонізації (збільшено в 10 разів), 2) ступінчастою іонізації, 3) рекомбінації і 4) прилипання електронів до Fг (0) і Fг (v)

    Спосіб накачування подвійним розрядом на основі переривника струму і Іне відрізняється від традиційних способів збудження тим, що стадія зростання концентрацій відбувається при великій щільності потужності накачування ~ 0,8 МВт / см3, при якій час запізнювання генерації стає мінімальним. Зменшення потужності в основній стадії накачування знижує швидкість іонізації і дозволяє збільшити тривалість імпульсу випромінювання при збереженні однорідності в плазмі.

    На рис. 7 показані розрахункові тимчасові залежності коефіцієнтів посилення і поглинання в активному середовищі. Велика швидкість наростання коефіцієнта посилення забезпечує малий час запізнювання генерації щодо початку накачування. Коефіцієнт поглинання, виявляється малим в порівнянні з коефіцієнтом посилення, що дозволяє збільшити енергію випромінювання при оптимізації параметрів накачування. Основними частинками, що поглинають фотони випромінювання, є отрицатель-

    Мал. 7. Залежності від часу посилення і поглинання в активному середовищі До ^ * - лазера при накачуванні від генератора з Іне

    4. Висновок

    1. Кінетично процеси KrP-лазера в стадії основний накачування дозволяють з високою ефективністю ~ 6% реалізувати імпульс випромінювання з великою тривалістю до ~ 100 нс при оптимальному виборі потужності накачування і складу газової суміші.

    2. Схема накачування з подвійним розрядом при використанні переривника струму і індуктивного накопичення енергії є перспективною для накачування газових лазерів. Така схема дозволяє вибирати оптимальне напруга першого імпульсу, в тому числі і напруга, багато що перевищує напруга на плазмі, тривалість першого імпульсу і оптимальне співвідношення потужності в першому імпульсі і потужності в стадії основний накачування.

    3. Велика щільність потужності в першому імпульсі накачування ~ 1,0 МВт / см3 знижує час запізнювання генерації щодо імпульсу накачування, що збільшує тривалість імпульсу випромінювання і ефективність лазера. Робота виконана за підтримки МНТЦ, проект № 2596.

    Робота докладено на VIII Міжнародній конференції «Atomic and Molecular Pulsed lasers», Tomsk, 10-14 September, 2007.

    СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

    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.Є., 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. Жупіков А.А., Ражев А.М. Ексимерний KrF-лазер на основі буферного газу Чи не з енергією 0.8 Дж і ККД 2% // Квантова електроніка. - 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.

    надійшла 30.11.2007г.


    Завантажити оригінал статті:

    Завантажити