Министерство образования Республики Беларусь
УЧРЕЖДЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ
«ГРОДНЕНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ
ИМЕНИ ЯНКИ КУПАЛЫ»
Кафедра лазерной физики и спектроскопии
Системы возбуждения эксимерных лазеров
курсовая работа
студента 4курса физико-
технического факультета
Саковича Д. А.
Научный руководитель:
преподаватель кафедры
лазерной физики и
спектроскопии
Володенков А.П.
Гродно 2004
РЕФЕРАТ
Реферат курсовой работы «Системы возбуждения эксимерных лазеров»
студента физико-технического факультета УО Гродненский государственный
университет имени Янки Купалы Саковича Д.А.
Объем 14 с., 1 рис., 1 табл., 7 источников.
Ключевые слова:
Эксимерный лазер,LC-контур, LC-инвертор, накачка.
Объект исследования –эксимерные лазеры.
Цель работы – сделать обзор литературы по системам возбуждения
эксимерных лазеров.
Сделан обзор литературы по системам возбуждения эксимерных лазеров.
Полученные данные предпполагается использовать для совершенствования
лазеров.
СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
1. Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней
мощностью излучения 1 кВт
2. Эффективная предыонизация в ХеС1-лазерах
3. Возбуждение эсимерного KrF-лазера оптическим разрядом в поле ИК
лазерного излучения
Заключение
Список использованных источников
Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней мощностью
излучения 1 кВт.
Для ряда перспективных применений эксимерных лазеров требуются как
высокая средняя мощность, так и значительная энергия в импульсе. В
частности, создание ХеС1-лазера мощностью 1 кВт является одной из задач
Европейской программы EUREKA. В рамках этой программы немецкой фирмой
Лямбда Физик был создан XeCl-лазер со средней мощностью излучения ~750
Вт при энергии в импульсе ~ 1.5 Дж. Система питания лазера включала в
себя LC-инвертор и звено магнитного сжатия. Недавно был сделан
XeCl-лазер, в котором средняя мощность 1 кВт была достигнута при энергии
в импульсе 10 Дж. Позже такой же уровень средней мощности был получен в
ХеС1-лазере, созданном французской компанией Сопра при практически
аналогичных параметрах лазерного излучения (энергия в импульсе 10 Дж при
частоте повторения ~ 100 Гц).
Ранее накачка лазера осуществлялась с помощью LC-инвертора, но без цепи
магнитного сжатия. В коммутатором LC-инвертора служили 6 тиратронов,
работающих параллельно. Высокие (свыше 10 Дж) энергии в схеме с
классическим LC-инвертором можно получить лишь при увеличении как
давления, так и зарядных напряжений LC-инвертора. Однако повышать
давление в газодинамическом контуре лазера крайне невыгодно из-за резко
возрастающих требований к прочностным характеристикам лазера и системе
прокачки газа. Использовать слишком высокие напряжения (свыше 30 кВ)
также невыгодно, поскольку в этом случае необходимо применять дорогие и
не отличающиеся высокой надежностью высоковольтные коммутаторы.
В этом пункте определены условия накачки мощного XeCl-лазера, при
которых высокая энергия (~ 10 Дж) при частоте следования ~ 100 Гц, может
быть достигнута при умеренных давлениях (до 5 атм.) и зарядных
напряжениях (~ 30 кВ).
Модернизированная система накачки лазера содержала два параллельно
соединенных генератора импульсных напряжений, состоящих из двух
последовательно соединенных LC-инверторов. Такая система накачки
позволяет получать импульсное напряжение с амплитудой 100 кВ при
зарядных напряжениях лишь 25 кВ и использовать для коммутации импульсов
с частотой повторения ~ 100 Гц недорогие, надежно работающие тиратроны.
Система также включает в себя звено сжатия импульса на основе магнитного
ключа и импульсно заряжаемые конденсаторы, подключенные к электродам
лазера с минимальной индуктивностью L к 25 нГн. Суммарная емкость
конденсаторов равна суммарной емкости генератора импульсных напряжений
«в ударе» и составляет 100 нФ. Магнитный ключ выполнен в виде
насыщаемого малоиндуктивного цилиндрического одновиткового дросселя с
сечением сердечника ПО см2, изготовленного на основе ленты шириной 20
мкм из металлоаморфного сплава 2НСР с индукцией насыщения Bs= 1.4Тл.
Поскольку при длительной работе эксимерного лазера в
импульсно-периодическом режиме энергия генерации снижается из-за
выработки НС1, неизменная средняя мощность эксимерного лазера обычно
поддерживается за счет повышения зарядного напряжения U схемы накачки.
Затем, при достижении максимально допустимого значения uq, производится
регенерация газовой смеси и долговременный цикл работы повторяется.
Таким образом, для поддержания средней мощности излучения лазера
неизменной необходимо иметь запас по энергии генерации лазера при
максимально допустимом F0. В связи с этим был предпринят поиск условий,
обеспечивающих получение энергии генерации свыше 10 Дж в широком
диапазоне зарядных напряжений, не превышающих 30 кВ и соответствующих
надежному долговременному режиму работы тиратронов.
На рис.1 представлены зависимости разрядного напряжения С/2 (кривые 1,
2) и амплитуды напряжения С/1 (кривая 3) на выходе генераторов
импульсного напряжения от С/о. Прямая 6 показывает величину 4 С/о,
которая соответствует максимально возможным значениям C/i и С/2. Кривыми
4 и 5 обозначены зависимости коэффициента k передачи запасенной в
генераторах импульсного напряжения энергии в импульсно заряжаемую
емкость С. На рис.1 видно, что с ростом С/о амплитуда генератора U
сохраняет максимально возможное значение 4С/о вплоть до С/о ~ 23.5 кВ.
Однако при этом амплитуды С/2 напряжения на разряде существенно
отличаются от максимально возможного значения 4С/о (кривые 1, 2). Для d
= 8 см это обуславливает достаточно малый коэффициент передачи энергии k
= 0.56 (кривая 4), которому соответствует энергия генерации Е = 5.3 Дж и
КПД ц = 1.3% (рис.4, кривые 2). Увеличение d до 9 см приводит к
возрастанию амплитуды разрядного напряжения (кривые 1, 2) и повышению
коэффициента передачи энергии до k = 0.7 (кривая 5), что влечет за собой
рост энергии генерации до 7.5 Дж и КПД до 1.65% (рис.4, кривые 3).
Экстраполяция полученных результатов показывает, что если дальше
увеличивать межэлектродное расстояние лазера d до 10.6 см, то энергия
генерации Е « 10 Дж может быть получена с ц = 2.2% и k = 0.9 при
зарядном напряжении всего лишь 23.5 кВ, что существенно расширяет
возможности поддержания киловаттного уровня мощности излучения при
длительной работе лазера.
k
Рис.1. Зависимости амплитуд напряжения на разрядном промежутке лазера
(1, 2) и генератора импульсных напряжений (3), а также коэффициента
передачи энергии генератора в импульсно заряжаемую емкость С (4, 5) от
зарядного напряжения для d = 8 (1, 4) и 9 см (2,5);б-4F/0. сокращается с
240 до 190 не. Таким образом, энергия генерации существенно повышается
при увеличении скорости перекачки энергии в импульсно заряжаемую емкость
С. Однако поскольку время полной перекачки энергии из генераторов
импульсного напряжения в емкость С фиксировано и равно 300 не, это
сопровождается уменьшением k (кривая 5, рис.5) и соответственно ц
(кривая 3, рис.4,6).
Требуемого для увеличения энергии генерации значительного повышения С/о,
сопровождаемого снижением КПД, можно избежать при дополнительном сжатии
импульса накачки. Анализ полученных результатов показывает, что введение
дополнительного звена сжатия на основе магнитного ключа позволит
получить при d = 10.6 см энергию генерации Е = 14 Дж с ц « 2.3% при С/о
= 27.5 кВ. Это является одной из задач программы реализации
долговременной устойчивой работы XeCl-лазера со средней мощностью
излучения 1 кВт.
Таким образом, нами исследованы характеристики широкоапертурного
XeCl-лазера киловаттного уровня средней мощности (10 Дж, 100 Гц) с
модернизированной системой питания в виде последовательно соединенных
LC-инверторов и магнитного звена сжатия импульса, отличающейся
пониженными зарядными напряжениями (С/о 3 %) импульсно-периодического ХеС1-лазера.
1/(кВ);
Ipr, I, lias
(отн. ед.) 20
-20
-40
-600
-300
300
‘(не)
*(Дж) 3
-300
о
300
та (не)
Рис.4. Экспериментальные осциллограммы импульса предыонизации Ipr(t),
разрядного напряжения U(t), тока /((), импульса генерации las(‘) (и) и
зависимости энергии генерации XeCl-лазера от tj при энерговкладах во
вспомогательный СР 10 (1) и 25 мДж (2) (б) для схемы накачки с
высоковольтным предымпульсом.
Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах
207
Р(Вт) 600
400 200
О
О
100
200
/(Гц)
Рис.5. Зависимости средней мощности XeCl-лазера Р (1 — 3) и
относительной нестабильности энергии генерации а (4—6) от частоты
следования импульсов при длительности импульсов генерации 120 (1,4), 70
(2,5) и 45 не (5), 6).
Характеристики режима с высокой частотой следования импульсов
Простой и надежный предыонизатор на базе СР хорошо вписывается в
конструкцию импульсно-периоди-ческого эксимерного лазера. Используя
предыонизатор этого типа, мы создали компактный универсальный ХеС1-лазер
со средней мощностью излучения 500 Вт. Электроразрядная система лазера,
показанная на рис.1, и обеспечивающая скорость газа ~ 25 м/с при
межэлектродном расстоянии d = 5 — 1 см система прокачки, подобная
использованной в [10] для создания KrF-лазера мощностью 600 Вт,
размещались в алюминиевой трубе длиной 1.2 м с внутренним диаметром 42
см.
Некоторые зависимости, характеризующие универсальный XeCl-лазер,
приведены на рис.5. Зависимость средней мощности лазерного излучения Р
от частоты следования импульсов/при длительности генерации 120 не
(кривая 1 на рис.5) была получена при использовании схемы накачки с
высоковольтным предымпульсом, характеристики которой приведены на рис.4.
Зависимости P(f) при длительности импульса генерации 70 и 45 не (кривые
2,3 на рис.5) были получены для схем возбуждения, использующих
LC-инвертор и две ступени магнитного сжатия.
На рис.5 показано также поведение относительной нестабильности энергии
генерации а в зависимости от частоты следования импульсов (кривые 4—6).
Из рассмотрения этих кривых видно, что относительная нестабильность
энергии генерации не превышает 1 %, что свидетельствует о высокой
эффективности используемого режима предыонизации.
Анализ результатов
Для характеристики и сравнения режимов предыонизации на временном
интервале роста напряжения на разряде введем параметр nf0 [9]:
f’s Г Г
– 4(0 ехр- 0;
J /с I J tc
ос /Рг(?) – скорость производства фотоэлектронов в единице разрядного
объема, пропорциональная интенсивности УФ излучения предыонизатора; tc –
момент времени достижения ионизационно-прилипательного
равновесия: Vi(tc) = va(?c); ts – момент времени, к которому произошел
существенный (в 3 —10 раз) рост числа электронов в лавинах, при этом
J,s(v; — va)dt ~ 1 — 2. Параметр nf0 эквивалентен обычной начальной
плотности электронов иео, т. к. при t ^ ts
Л* (О
ft
л^ехр vidt’. Jtc
*
.
ae
^
Ue
?????????_
gd?k6
gdC1C
ph&и 20) и приводит к большему диффузионному расплыванию лавин и их
более полному перекрытию.
На осциллограммах рис.2 видна общая качественная особенность временного
режима предионизации: сохранение значительной интенсивности
фотоионизации до момента существенного роста числа электронов в лавине
ts. Из этого можно заключить, что в обоих случаях нет условий для
образования обедненной электронами зоны вблизи катода из-за их дрейфа до
момента ts.
Из приведенного рассмотрения следует, что эффективной является
предыонизация на определенном оптимальном временном интервале роста
напряжения на разрядном промежутке. Данный интервал находится в
окрестности момента достижения ионизационно-прилипательного равновесия
tc, и его верхняя граница соответствует моменту существенного роста
электронов в лавинах ts. При этом качество разряда и, соответственно,
интенсивность генерации будут высокими, если к моменту ts будет
достигаться некая пороговая для данных условий возбуждения разряда
концентрация электронов nf0. Эффективность предионизации, понимаемая как
минимальность энергетических затрат на предионизацию при максимальной
энергии генерации лазера, определяется оптимальностью способа достижения
требуемой пороговой концентрации nf0 к моменту времени t$.
Кривая 7 рис.3,6 подтверждает сказанное выше, т. к. при минимизированном
энерговкладе в СР предыонизатора максимум энергии генерации получен
именно тогда, когда импульс УФ излучения СР реализовался на временном
интервале tc • 2F + е ; возбуждение атомов электронным ударом –
Не + е -» Не* + е, Кг + е -» Кг* + е;
ионизация из основного и возбужденного состояний
Кг + е -> Кг+ + 2е, Кг* + е -> Кг+ + 2е,
Не + е -> Не+ + 2е, Не* + е -> Не+ + 2е; образование ионов Кг2 –
Кг+ + Кг + Не -> Кг2+ + Не; диссоциативная рекомбинация –
Кг2+ + е -» Кг* + Кг; пеннинговская ионизация –
Не* + Кг -> Не + Кг+ + е, Не* + Кг + Не -> -> Кг+ + 2Не + е,
Кг* + Кг* -> Кг+ + Кг + е; тушение возбужденных атомов Кг -Кг* + е -> Кг
+ е;
образование возбужденных молекул KrF -Кг* + F2 -> KrF* + F, Kr+ + F~ +
He -> KrF* + He, а также гибель молекул KrF в реакциях
KrF*+ F2 -> Кг + 3F, KrF*+ Кг + He ^
2Kr + F + He, KrF + 2He -> Kr
2He,
Зависимость от времени интенсивности возбуждающего лазерного излучения с
длиной волны 10,6 мкм на входе в среду р2 – Кг – Не (1) и после
прохождения в этой среде 50 см (2) при фокусировке ИК излучения
оптической системой с фокусным расстоянием 3,5 м.
сам с максимумом при (рисунок):
tm = tf/5 = 4 30 не
при
Ш = [/maxW«/0/ –
Поскольку в исследуемых смесях KrF-лазера концентрация гелия намного
превышает концентрацию других компонентов, коэффициент поглощения ц(е)
ИК излучения свободными электронами в лазерной среде при е Кг + F + hv, KrF + е -> Кг + F + е.
Константы скоростей указанных процессов, зависящие от электронной
температуры, брались из [5,6]. Константа скорости диссоциативного
прилипания электронов к F2 (в см3/с) апроксимирова-лась на основе данных
[4] выражением 2,6-1 (Г9 х хехр(-0,08/Ге)/Те, где Те – температура
электронов в электронвольтах. Для диссоциации молекул фтора электронным
ударом константа скорости полагалась равной 2-1 (Г9 см3/с. Возбуждающий
импульс ИК лазерного излучения длительностью г,- = 20 150 не брался в
расчетах близким по форме к экспериментально наблюдаемым лазерным
импуль-
Примечание: tp – время достижения максимума импульса генерации
KrF-лазера; Р/ – удельная мощность генерируемого излучения; е/ –
удельный лазерный энергосьем KrF-лазера, возбуждаемого оптическим
разрядом.
Экспериментальных условий [5]: F2:Kr:He = = 3:75:1500 (смесь 1) и
4:200:1500 мм рт.ст. (смесь 2). Полагалось, что к моменту t = 1 не после
начала действия возбуждающего импульса ИК излучения концентрация
электронов, возникающих при испарении ультрадисперсных частиц в среде
KrF-лазера, достигает Ne = 109 см~3. При этом расчеты, выполненные при
Ne (t = 1 не) = 107 – 1010 см~3, приводят практически к тем же
результатам.
Вначале нами были исследованы характеристики плазмы оптического разряда
в указанных средах на входе ИК излучения в смесь KrF-лазера (х = 0) при
различных /тах и ?,-. Результаты расчетов для импульса ИК лазерного
излучения длительностью tj = 20 не представлены в табл. 1. Видно, что
необходимая для образования требуемой концентрации электронов Ne х 1015
– 1016 см~3 интенсивность ИК излучения в максимуме (t = 4 не) должна
составлять ~ 1,7 ГВт/см2 для СО2-лазера и ~ 24 ГВт/см2 для HF-лазера.
При этом электронная температура достигает наибольших значений T’max =
Te(t = 4 не) х 3 — 3,5 эВ, а максимальная концентрация электронов JVmax
нарабатывается к моменту гтах «15- 17 не, когда Те снижается до 1,4 –
1,6 эВ. В дальнейшем концентрация электронов убывает, в основном из-за
их диссоциативного захвата молекулами фтора.
Нами также были проведены модельные расчеты генерационных характеристик
KrF-лазера, возбуждаемого при развитии оптического разряда под действием
импульса ИК лазерного излучения. При этом предполагалось, что
возбуждение происходит однородно по всей длине активной среды, что
возможно при фокусировке ИК излучения цилиндрической линзой,
расположенной вдоль лазерной кюветы с небольшими поперечными размерами.
В расчетах коэффициент усиления g для простоты полагался равным
при различных значениях / (смесь 2). Полагалось, что фокусирующая
система расположена у входа в среду KrF-лазера (х в уравнении (1) равно
расстоянию, пройденному ИК излучением в лазерной смеси). Расчеты
показывают, что для каждого / начиная с расстояния х^ x //20, в среде ЭЛ
будет возникать определенная максимальная концентрация электронов,
практически не изменяющаяся далее с расстоянием х. Это хорошо видно из
табл.4, где приведены значения JVmax и rmax для Xi и X2xf/I0. При этом
временная форма возбуждающего импульса по мере прохождения среды
KrF-лазера претерпевает изменения – интенсивность в максимуме растет, а
длительность на полувысоте уменьшается (см. рисунок).
Таким образом, задавая определенное значение / можно обеспечить в
лазерной среде на большой длине наработку почти неизменной концентрации
электронов, соответствующей выбранному /. Например, наработка электронов
с JVmax х 1016 см~3 на длине / х 1 -2м обеспечивается при фокусировке
рассматриваемого импульса ИК излучения с Х = 10,6 мкм оптической
системой с фокусным расстоянием/» 3,5 м. При этом /тах на входе в
лазерную смесь может изменяться в некоторых пределах – всё равно
нарабатываемая концентрация электронов, начиная с некоторого расстояния
х, при заданном / будет одинаковой. Это подтверждают, в частности,
расчеты, проведенные при неизменных /=3,5 м и ЛпахС* = 0) = 1,4 – 1,8
ГВт/см2, которые показывают, что в этом случае, начиная соответственно с
расстояний х х 40 – 10 см, в среде KrF-лазера будет нарабатываться
концентрация электронов с одним и тем же значением JVmax х 1016 см~3.
Эффективность возбуждения KrF-лазера оптическим разрядом г| = 8//е/,
где е, – энергия ИК лазерного излучения, вложенная в единицу объема
активной среды. Если длина / генерирующей среды ЭЛ существенно меньше /
то е, х Р//1, где Р/ = I(i(t)dt, /о – интенсивность ИК излучения на
входе в лазерную смесь. Как показывают проведенные выше расчеты, для
импульса излучения СО2-лазера длительностью 20 не при fx 3,5 м и /тах(0)
х 1,7 ГВт/см2 обеспечивается наработка практически постоянной
концентрации электронов с Л^тах ~ Ю16 см~3 в среде KrF-лазера (смесь 2)
на длине /~1 м. В этом случае Р,
Нашли опечатку? Выделите и нажмите CTRL+Enter
