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

Из расчетов с привлечением количественных данных по константам скоростей ионизации и прилипания [5] следует, что для газовой смеси HCl:Xe:Ne = 0.35:2.5:400 кПа отношение (£/-/V)c«2.3-10~17 В-см2 (рис.2). При этом, если в случае рис.2,а к моменту времени tc и 20 не фото­электроны еще не производились предионизатором, то в случае рис.2,6 к моменту времени tc их наработано до­статочно большое число (~ (1/3)и^), причем они почти не гибли, т. к. уагс < 0.2. В итоге для случая рис.2,а nf0 в 3.5 раза меньше, чем для случая рис.2,6. Более того, при меньшей скорости роста напряжения (рис.2,6) коэффици­ент размножения электронов в лавинах К= \п(пе/п^} при t ^ ts + 40нс во много (значительно больше 1.6) раз меньше, что отдаляет во времени наступление критиче­ских условий потенциального перехода в стример (К 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 < t < ts. Если импульс УФ излуче­ния СР реализуется позже оптимального момента вре­мени, показанного на рис.3,а, энергия генерации резко падает (отрицательная область задержек та на рис. 3,6), поскольку фотоэлектроны, созданные после момента времени ts, уже не дают начало дополнительным лави­нам с большим числом электронов и большими разме­рами, способным эффективно (с точки зрения однород­ности разряда) перекрыться, т. е. не повышают уровень предионизации nf0. В случае, когда импульс УФ излуче­ния осуществляется раньше оптимального момента времени (положительная область задержек та на рис.3,6), энергия генерации также падает, т. к. к моменту ts нара­батывается и сохраняется меньшая концентрация фото­электронов из-за их прилипания. Однако, если увеличить энерговклад в СР, энергия генерации сохраняется высо­кой и в области положительных задержек та (кривые 2,3 на рис.3,6), поскольку к моменту ts еще сохраняется тре­буемая концентрация фотоэлектронов.

При использовании схем накачки с предимпульсом высокая скорость нарастания напряжения на предпробойной стадии разряда снижает требования к пороговой концентрации фотоэлектронов, обеспечивающей высо­кое качество основного разряда и максимальную энер­гию генерации XeCl-лазера (рис.4). В то же время, по­скольку предыонизация осуществляется на начальном участке фронта импульса напряжения с малой скоро­стью нарастания, то интервал времени от tc до ts (Т = tc — ts) увеличивается. Соответственно увеличивается и диапазон задержек та, при которых высокая энергия ге­нерации сохраняется (рис.4,6).

Заключение

Обоснован режим эффективной предыонизации в эк-симерных XeCl-лазерах, заключающийся в ее осуществ­лении на оптимальном временном интервале роста раз­рядного напряжения с оптимально сформированным фронтом. Показано, что длительность временного ин­тервала, соответствующего максимальной эффективно­сти предионизации, возрастает при снижении скорости роста разрядного напряжения dU/dt, когда отношение E/N находится в определенной окрестности значения, соответствующего ионизационно-прилипательному рав­новесию (v; = va) в разрядном объеме. В то же время уве­личение dU/dt на этапе лавинного размножения фото­электронов резко снижает уровень предионизации, необ­ходимый для достижения максимального КПД лазера, существенно повышая ее эффективность.

Показано, что предыонизация УФ излучением СР, осуществляемая в оптимальном режиме, позволяет при очень малом энерговкладе в СР (~ 100 мДж) добиваться высоких энергий генерации ХеС1-лазеров с различными условиями ввода энергии в основной разряд. Этот факт имеет важное значение для импульсно-периодического режима работы лазеров, поскольку при таком малом энерговкладе в источник предионизации, во-первых, не вносится существенных возмущений в газовую среду лазера и, во-вторых, обеспечивается приемлемо малое рас­пыление электродов системы формирования вспомога­тельного разряда. Таким образом, предионизатор не яв­ляется препятствием для повышения ресурса исполь­зования как газовой смеси, так и оптических окон лазера при его долговременной работе, что является необходи­мым условием использования лазеров в технологии. Кроме того, при снижении энерговклада в СР ресурс са­мого предыонизатора также увеличивается. При исполь­зовании предыонизатора на базе СР в компактных импульсно-периодических ХеС1-лазерах со средней мощно­стью излучения 500 Вт не отмечено случаев разрушения диэлектрика предыонизатора при наработке, превышаю­щей 108 импульсов.