WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


 

  На правах рукописи

МАЛИКОВ Михаил Максимович

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ И РАСЧЁТНО-ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ФИЗИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ В ЛАЗЕРНЫХ СИСТЕМАХ НА ПАРАХ МЕДИ С ЦЕЛЬЮ УЛУЧШЕНИЯ УДЕЛЬНЫХ ВЫХОДНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК

Специальность 01.04.21 – лазерная физика

Автореферат

Диссертации на соискание учёной степени

доктора физико-математических наук

Москва - 2011

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук

Объединённом институте высоких температур РАН

  Научные консультанты: Член-корреспондент РАН,

доктор технических наук Батенин В.М.,

доктор технических наук Карпухин В.Т.

  Официальные оппоненты: 1…………………………………..

……………………………………

2 …………………………………

…………………………………………..

3 …………………………………………..

……………………………………..

Ведущая организация: ……………………………………………

………………………………………………………

 

Защита состоится  “  ”  г.  в  “ ” час  “ ” мин. на заседании диссертационного  совета ……………………………………

  …………………………………………………………………..

…………………………………………………………………………………

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке  ……………….  .……………………………………..

Автореферат разослан “  ”  201..  года

Учёный секретарь диссертационного совета

………………………………………………. ………………..

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Среди широкого класса лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов импульсно-периодический электроразрядный лазер на парах меди (ЛПМ) является одним из самых мощных и эффективных [1, 2]. В последние 10-15 лет наблюдался большой прогресс в развитии различных типов ЛПМ, работающих на (r-m) переходах (с резонансного на метастабильный уровень) атома меди. Это лазеры на галогенидах меди, так называемые “гибридные” лазеры и лазеры с “улучшенной кинетикой”, в рабочую смесь которых добавляют примеси (водород и галогены) [3-5]. Тем не менее, “чистый” ЛПМ (на смеси паров меди с неоном) практически не уступает им по удельной и полной мощности излучения. Преимуществами такого ЛПМ являются стабильность химического состава рабочего тела и параметров излучения, более высокий ресурс работы, простота и меньшая стоимость конструкции. Эти ЛПМ, как правило, работают в саморазогревном режиме [3, 6], обладают в видимом диапазоне средней мощностью излучения от одного ватта до нескольких сотен ватт, частотой следования импульсов в десятки кГц и  к.п.д. 1-2 %. Кроме того, на уровне малых и средних мощностей освоено их промышленное производство [7]. В настоящее время ЛПМ весьма привлекателен для широкого круга применений, таких как  микрообработка разнообразных материалов, селективные технологии, нанотехнологии, медицина, научные исследования и т.п. 

Несмотря на долгий путь становления (~40 лет), остаётся ряд крупных физических и технических проблем, которые сдерживают широкое внедрение в практику ЛПМ и различных лазерных систем на их основе, снижают эффективность тех или иных приложений. Первая проблема заключается в том, что  средние и пиковые удельные мощности излучения резко падают с ростом диаметра разрядных трубок, что не позволяет наращивать полную мощность пропорционально объёму [5, 8].  Кроме того, с увеличением объёма существенно снижается частота следования импульсов. Одной из причин этих явлений считается перегрев рабочей смеси.  Известные идеи о создании развитой поверхности внутри разрядных камер [4, 9] для интенсификации теплоотвода не получили должного продолжения и конкретизации конструкций. Недостаточно проработаны модели физических процессов в плазме с учетом выноса энергии на стенки разрядных камер спонтанным излучением и амбиполярной диффузией, что необходимо для численного исследования лазерной кинетики и тепловых процессов, которые ответственны за снижение удельных характеристик.

Классический подход к решению первой проблемы  – создание достаточно быстрого протока рабочего тела через разрядную камеру ЛПМ -  наталкивается на технические трудности, связанные с прокачкой горячей (2000-2500 К)  среды механическим способом или с большими энергетическими потерями в случае охлаждения и повторного нагрева газа. Отсутствовал научно-технический анализ возможности самопрокачки  рабочего тела ЛПМ за счёт энергии разряда, возбуждающего лазерную среду, что могло бы не только снять проблему снижения удельных характеристик и частоты следовании импульсов, но и привести к  их существенному увеличению.

Следующая проблема – качество лазерной генерации. Обычно выходное излучения ЛПМ имеет сложную пространственно-временную структуру [7], что типично для лазеров с коротким временем существования импульсной инверсии. Использование неустойчивых резонаторов [10] хотя и позволяет сформировать пучок дифракционного качества на последних проходах, но доля энергии в нём не велика. Отсюда возникают проблемы с эффективностью применения такого многопучкового излучения в ряде областей, например, в микрообработке материалов и в нелинейном преобразовании частоты света. В этих приложениях вопрос о полноте использования всей выходной мощности ЛПМ является важным и не исследован в достаточной мере.

Существенное улучшение качества излучения достигнуто с применением однопроходных усилителей на парах меди с одним или несколькими каскадами усиления. Однако их удельные характеристики также существенно падают с ростом диаметра и объёма разрядной трубки, а пиковые мощности не всегда удовлетворяют требованиям некоторых практических приложений. Так, существует проблема увеличение пиковой мощности  при сохранении средней мощности излучения усилителя на прежнем уровне в лазерных системах нелинейного преобразования частоты излучения. Немаловажным является повышение пиковых мощностей усилителей и для накачки лазеров на красителях,  лазерной абляции материалов, применения в нанотехнологиях и для других приложений.

Совершенно неисследованной оставалась проблема создания многопроходных усилителей на парах меди (МУПМ) с одним каскадом усиления. Отсутствовали идеи о способах увеличения удельной пиковой мощности излучения за счёт особого исполнения многопроходных усилителей (как с малым, так и с большим объёмом разрядных камер). Не рассматривались схемы устройств на базе МУПМ для нелинейной генерации гармоник излучения и не проводились физические исследования их работы. Отметим, что интерес к преобразованию частоты излучения ЛПМ видимого диапазона связан с возможностью получать ультрафиолетовое излучение сразу во второй гармонике и с широкой областью практического применения таких источников ультрафиолета.

Данная диссертационная работа посвящена экспериментальному и расчётно-теоретическому исследованию физических процессов в лазерных системах (лазеры, усилители) на смеси паров меди с неоном, обоснованию и экспериментальной проверке ряда новых и развитию известных идей, направленных на решение перечисленных выше проблем. Поэтому, тема диссертационной работы является актуальной.

Целью работы являются: экспериментальное и расчётно-теоретическое изучение физических процессов, протекающих в разрядных камерах коаксиальной и цилиндрической конструкции; обоснование возможности достижения высоких удельных выходных характеристик с применением коаксиальных ЛПМ без ограничения увеличения  рабочего объёма; поиск экономичного способа быстрой самопрокачки рабочей смеси ЛПМ и оценка возможных параметров излучения прокачных лазеров;  разработка и создание многопроходных усилителей на парах меди, реализация предложенного способа повышения пиковой мощности генерации и экспериментальное исследования процессов усиления в МУПМ; исследование нелинейного преобразования многопучкового излучения ЛПМ и создание эффективных источников ультрафиолетового излучения  на базе двухпроходного усилителя с повышенной пиковой мощностью.

Задачи научных исследований. Для достижения поставленной цели решались следующие задачи.

  1. Создание физической модели и программ расчёта параметров плазмы импульсно-периодического разряда и выходных характеристик ЛПМ с камерами коаксиальной и цилиндрической геометрии. Учёт в модели  большого числа энергетических уровней и спектральных линий, а также использование достаточно полного набора основных элементарных процессов. Учёт выноса энергии спонтанным излучением и амбиполярной диффузией на стенки коаксиальной камеры в условиях неоднородной плазмы. Самосогласованный расчёт кинетических параметров плазмы и мощности, идущей на нагрев газа, температуры рабочего тела и температуры внутреннего цилиндра коаксиальной камеры. В рамках разработки физической модели ЛПМ необходимо было провести:

а) уточнение нульмерного приближения процессов переноса частиц и энергии электронов в плазме, применительно к коаксиальной геометрии разрядных камер;

б) проработку методики учёта реабсорбции линейчатого излучения в неоднородной плазме для коаксиальной геометрии камеры; расчёт вероятностей вылета фотона из цилиндрического и коаксиального объёма плазмы с однородными и неоднородными коэффициентами  поглощения; аппроксимацию полученных значений аналитическими выражениями; расчёт эффективной “вероятности” вылета фотона из неоднородной плазмы с привлечением модельных координатных зависимостей коэффициента поглощения и концентрации верхнего уровня.

  1. Разработка аналитических методик  расчёта тепловых характеристик рабочего тела коаксиального ЛПМ и элементов его конструкции с учётом радиационного теплообмена коаксиальных цилиндров и с учётом выноса из плазмы части джоулевой  энергии на стенки камеры линейчатым излучением и амбиполярной диффузией. Анализ предельных по перегреву газа энерговкладов в коаксиальных  и классических конструкциях камер ЛПМ. Экспериментальное исследование возможности увеличения удельной мощности излучения за счёт применения коаксиальной конструкции ЛПМ.
  2. Численное исследование физических процессов в ЛПМ с  коаксиальными и цилиндрическими камерами. Расчёт динамики концентраций возбуждённых атомов, спонтанного излучения и анализ процессов, определяющих заселенность уровней. Анализ баланса энергии электронов с учётом спонтанного излучения и амбиполярной диффузии двух сортов ионов.
  3. Расчёт и прогнозирование выходных характеристик ЛПМ большой мощности (на уровне 1 кВт) с коаксиальной разрядной камерой. Анализ и сравнение удельных характеристик ЛПМ с коаксиальными и цилиндрическими камерами.
  4. Обоснование варианта  магнитогазодинамической (МГД) самопрокачки рабочей среды ЛПМ по замкнутому контуру путём наложения  внешнего магнитного поля, ориентированного перпендикулярно направлению электрического тока импульсов накачки ЛПМ. Определение (расчётным путём) параметров такого МГД-компрессора и замкнутого контура, позволяющих достичь скоростей потока, при которых за время между импульсами возбуждения рабочая среда полностью сменяется в разрядном промежутке. Анализ перспективы увеличение удельных характеристик ЛПМ за счёт МГД самопрокачки среды. Экспериментальное исследование воздействия  МГД  перемешивания рабочей среды в коаксиальной камере на параметры излучения ЛПМ.
  5. Обоснование способа увеличения пиковых мощностей усилителей на парах меди путем особого исполнения многопроходной схемы усилителя.
  6. Разработка схемы и создание двухпроходного усилителя на парах меди с повышенной пиковой мощностью. Экспериментальное исследование возможности увеличения пиковой мощности.
  7. Разработка схемы и создание четырёхпроходного усилителя на парах меди. Экспериментальное исследование процессов усиления при большом числе проходов входного импульса.
  8. Экспериментальное исследование  эффективности нелинейного преобразования частоты излучения ЛПМ с неустойчивым резонатором в параллельных и сфокусированных пучках. Генерация ультрафиолетового излучения (УФИ) с использованием промышленных ЛПМ серии “ Кулон”. 
  9. Разработка и создание  источника многоволнового  излучения (включая УФИ) на базе двухпроходного усилителя на парах меди с повышенной пиковой мощностью и высоким качеством излучения. Получение эффективной генерации УФИ на уровне 3 Вт с применением двухпроходного усилителя на парах меди мощностью ~15-20 Вт. Оптимизация оптических схем преобразователя частоты излучения. 

Научная новизна

  1. Для ЛПМ коаксиальной геометрии разработан новый вариант нульмерного приближения уравнений баланса возбуждённых атомов и баланса энергии электронов. В балансных уравнениях уточнён вид членов, описывающих, приближенно,  диффузионное охлаждение электронов, диффузионный уход на стенки заряженных и возбуждённых частиц и поток энергии, уносимой из плазмы вследствие амбиполярной диффузии. Для учёта реабсорбции спонтанного излучения в неоднородной плазме получены новые выражения, описывающие координатную зависимость вероятности вылета фотона θ(x,koL) из плоского слоя плазмы конечной толщины L для различных модельных представлений коэффициента поглощения ko(x). Получены зависимости вероятности вылета фотона θ(r,koR) от координаты r при любых оптических плотностях (109koR0) и ko(r)=const для цилиндрического и коаксиального объёма. Представлены формулы, аппроксимирующие численные значения эффективной “вероятности” вылета фотона θэф из неоднородной плазмы для модельных зависимостей nk(x) (концентрация  атомов в верхнем  возбуждённом состоянии) и ko(х).
  2. В численных экспериментах  детально  рассмотрена  динамика  концентраций частиц и излучения. Показано, что в ЛПМ при средних и больших энерговкладах значительная часть энергии спонтанного излучения выносится из плазмы в период ее релаксации, что обусловлено рекомбинационным заселением верхних уровней атома меди с последующим спонтанным расселением на нижележащие уровни.
  3. Расчетная модель не только приводит к двум характерным временам спада концентраций метастабильных уровней меди nм в межимпульсный период, но и впервые описывает появление вторых максимумов в зависимостях nм(t) в процессе рекомбинации плазмы, что согласуется с экспериментальными данными. Дано объяснение такой динамики концентраций.
  4. Разработана аналитическая модель для комплексного расчёта теплофизических параметров рабочего тела и элементов конструкции ЛПМ коаксиального типа с учётом выноса части энергии из плазмы линейчатым излучением и амбиполярной диффузией  на стенки разрядной камеры лазера и с учётом лучистого теплообмена между коаксиальными цилиндрами.
  5. Численными экспериментами показано, что в коаксиальных разрядных камерах большого объёма (десятки литров) можно осуществлять высокие погонные (50-70) кВт/м и удельные (1,5-3,5) Вт/см3 энерговклады без перегрева рабочей среды. Подтверждена также возможность достижения значительных удельных мощностей лазерного излучения (~0,1 Вт/см3), по  сравнению с обычными лазерами того же объёма.
  6. Рассмотрена идея быстрой самопрокачки рабочего тела ЛПМ через разрядную камеру по замкнутому контуру с использованием электрического разряда, возбуждающего среду лазера, путём наложения внешнего магнитного поля перпендикулярно вектору тока. Разработана физическая модель такой самопрокачки рабочего тела ЛПМ. Экспериментально продемонстрирована возможность реализации замкнутого потока  рабочей среды в коаксиальной разрядной камере ЛПМ с помощью пондеромоторной силы при наложении продольного магнитного поля перпендикулярно радиальному току накачки лазера. В экспериментах показано, что перемешивание рабочей среды в такой коаксиальной камере существенно увеличивает удельную мощность генерации ЛПМ.
  7. Предложен способ увеличения пиковой мощности импульсов излучения с использованием многопроходных схем усилителей на парах меди и дана качественная физическая модель их работы.
  8. Разработаны оригинальные схемы  двухпроходного  и четырёхпроходного усилителей на (r-m) переходах атомов меди и впервые созданы  экспериментальные макеты.
  9. Впервые, по предложенной схеме, успешно реализован двухпроходный вариант усилителя на парах меди со средней мощностью излучения  22÷25 Вт и получен эффект увеличения пиковой мощности в 2,2 раза.
  10. Экспериментально исследован характер усиления излучения в многопроходных усилителях на (r-m) переходах  атомов меди. Выявлена роль различных физических процессов, влияющих на увеличение пиковой мощности излучения усилителя.
  11. Впервые реализована эффективная схема источника УФИ на базе двухпроходного усилителя на парах меди (ДУПМ), импульсы генерации которого имели повышенную пиковую мощность. 

Научная и практическая ценность работы.

  1. Развитая в работе физическая модель ЛПМ позволяет учесть специфику коаксиальной геометрии и корректно решить тепловую задачу, полнее и детальнее описывает спонтанное излучение. Полученные формулы для вероятностей вылета фотона имеют самостоятельное научное значение для широкого круга задач низкотемпературной плазмы, в частности, в одномерных задачах. Модель и программу расчёта можно использовать для  численных исследований процессов, протекающих в рабочей среде лазеров на парах других металлов (Pb, Au и т.п).
  2. Результаты численных исследований кинетических и тепловых процессов в плазме  ЛПМ с коаксиальной камерой большого объёма показали возможность реализации физических условий и удельных энергосъёмов, характерных для лазера с трубкой небольшого диаметра и объёма. Они могут быть использованы при создании и исследовании опытных образцов коаксиальных ЛПМ с выходными мощностями на уровне в 1 кВт.
  3. Результаты численных исследований, обосновывающих возможность предложенной магнитогазодинамической  самопрокачки рабочего тела, представляют интерес для разработок  мощных прокачных ЛПМ с большим удельным энергосъёмом  ~(50-100) мкДж/см3. 
  4. Результаты экспериментального исследования явлений в двух- и четырёхпроходных схемах усилителей важны для понимания и анализа физических процессов усиления на самоограниченных переходах, протекающих в рабочих средах МУПМ, ЛПМ и других r-m лазерах с большим коэффициентом усиления.
  5. Рассматриваемые МУПМ могут быть востребованы в различных технологических применениях, где требуется высокая пиковая мощность импульсов излучения (при сохранении средней мощности на прежнем уровне), например, в системах нелинейного преобразования частоты света и в других устройствах. 
  6. Результаты цикла экспериментальных исследование нелинейного преобразования частот излучения  ЛПМ с неустойчивым оптическим резонатором были использованы в ООО “НПП “ВЭЛИТ” при разработке и создании опытного образца промышленного лазера “KULON-10Cu-UV”, генерирующего излучение в видимом и ультрафиолетовом диапазоне. 
  7. Результаты экспериментальных исследований по нелинейному преобразованию излучения двухпроходного усилителя на парах меди с повышенной пиковой мощностью подтверждают возможность  создания эффективных промышленных источников УФ излучения на уровне 3-5 Вт с использованием маломощных (и сравнительно недорогих) серийных активных элементов типа LT-10Cu, LT-30Cu и др.

Основные положения, выносимые на защиту

  1. Физическая модель расчёта параметров плазмы и выходных характеристик электроразрядного импульсно-периодического лазера на парах меди с камерами коаксиальной и цилиндрической геометрий, включая:
      • вариант нульмерного приближения уравнений баланса возбуждённых атомов, ионов и баланса энергии электронов;
      • методику учёта реабсорбции спонтанного излучения в неоднородной плазме с применением новых формул для вероятности вылета фотона;
      • результаты численного расчёта вероятностей вылета фотона с использованием модельных зависимостей концентраций возбуждённых атомов и коэффициента поглощения.
  1. Аналитическая модель для комплексного расчёта теплофизических параметров рабочего тела и элементов конструкции ЛПМ с изолированной коаксиальной вставкой с учётом лучистого теплообмена между цилиндрами и выноса части энергии из плазмы спонтанным излучением и амбиполярной диффузией на стенки. Расчёты предельных по перегреву газа погонных и удельных вкладываемых мощностей.
  2. Результаты численного исследования роли различных кинетических процессов, протекающих в плазме коаксиальных и обычных ЛПМ и их влияния на выходные характеристики лазера (большие и средние энерговклады), в том числе:
      • особенности динамики концентраций возбуждённых атомов и спонтанного излучения в период возбуждения и релаксации плазмы;
      • уточнённый расчёт доли энергии спонтанного излучения и амбиполярной диффузии, уносимой на стенки камер. Влияние этих процессов на баланс энергии электронов;
      • влияние рекомбинационного потока на динамику спонтанного излучения, на динамику концентраций высоколежащих и метастабильных уровней меди и на предимпульсные значения концентрации метастабилей;
      • результаты численных расчётов, показавших возможность достижения высоких абсолютных и удельных характеристик генерации ЛПМ с коаксиальными камерами большого объёма.
  1. Расчётное обоснование предложенной концепции создания ЛПМ с быстрой самопрокачкой рабочей смеси по замкнутому контуру путём наложении сильного магнитного поля на ток накачки с целью увеличения удельных выходных характеристик ЛПМ большой мощности. Результаты расчёта достигаемых скоростей потока. Результаты первых экспериментов по вращению рабочей среды пондеромоторной силой в коаксиальном ЛПМ.
  2. Способ увеличения пиковой мощности излучения импульсно-периодических усилителей на парах меди с использованием особых многопроходных схем. Качественная физическая модель их работы и экспериментальное обоснование способа, в том числе:
      • эффект увеличения пиковой мощности излучения (без существенного изменения  удельной средней мощности);
      • результаты цикла экспериментальных исследований процессов усиления мощности и энергии импульса излучения в двухпроходной и четырёхпроходной схемах усилителя;
  1. Разработка эффективного двухпроходного усилителя на парах меди с удвоенной пиковой мощностью для практических применений.
  2. Результаты цикла экспериментальных исследований по нелинейному преобразованию частот излучения  усилителя на парах меди с повышенной пиковой мощностью:
      • разработка источника УФИ на базе двухпрохного усилителя и нелинейных кристаллов DKDP и ВВО, оптимизация и опробирование различных схем формирования геометрии пучка излучения, направляемого в кристаллы,  с применением сферической и цилиндрической оптики;
      • результаты экспериментальных исследований эффективности и мощности генерации вторых гармоник и суммарной частоты излучения в предложенной и реализованной схеме источника УФИ.
  1. Результаты  цикла  экспериментальных  исследований нелинейного преобразования  частот  многопучкового  излучения  ЛПМ  с  неустойчивым резонатором:
        • результаты экспериментальных исследований эффективности и мощности генерации суммарной частоты на кристалле DKDP в параллельных пучках и с острой фокусировкой излучения в кристалл;
        • результаты экспериментальных исследований эффективности и мощности генерации вторых гармоник и суммарной частоты на кристалле ВВО и DKDP с применением промышленного ЛПМ серии “Кулон”.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы докладывались на:  IVй Международной конференции “Лазеры и их применение “, (ГДР, Лейпциг, 1981);  Всесоюзном семинаре “Лазеры на парах металлов и их применение”, (РГУ, Ростов-на-Дону, 1985);  VIй Всесоюзной конференции “Оптика лазеров”, (ГОИ, Ленинград 1990); Tenth Inter. Symp. on Gas Flow and Chemical  Lasers,  (Bellinghamp,  USA, 1994);  IIй  Международной конференции Импульсные Лазеры на Переходах Атомов и Молекул (ИЛПАМ’95), (Томск, 1995);  IIIй  Международной конференции ИЛПАМ’97, (Томск, 1997);  Всероссийском симпозиуме “Лазеры на парах металлов и их применение”, (Новороссийск, 1998);  IVй международной конференции  “AMPL’99”,  (Томск, 1999);  VIIй Международной конференции «Лазерные и лазерно-информационные технологии: фундаментальные проблемы и приложения» (ILLA-2001), (Шатура- ВлГУ, Владимир, 2001);  Всероссийском симпозиуме “ЛПМ-2002”, (п. Лоо, 2002);  Всероссийском симпозиуме “ЛПМ -2004”, (п. Лоо, 2004) ;  Всероссийском симпозиуме “ЛПМ – 2006”, (п. Лоо, 2006);  Всероссийском симпозиуме “ЛПМ – 2008”, (п. Лоо, 2008); XVIII  International Conference “Lasers in Science, Technology, Medicine”, (Адлер, 2007);  XIX International Conference “Lasers in Science, Technology, Medicine”, (Адлер, 2008); VIй Всероссийской конференции "СИСТЕМЫ ДЗЗ'2009", (Адлер, 2009).

Публикации. По теме диссертации опубликовано 52 научных работы, в том числе: 23 статьи в рецензируемых журналах из перечня ВАК,  1 монография (в соавторстве), 1 свидетельство и 3 патента на изобретения, 2 препринта и 1 статья в сборнике, 20 докладов, тезисов в трудах симпозиумов и конференций.

Личный вклад автора состоит  в постановке задач исследований  и  непосредственном участии в проведении (вместе с соавторами) всех перечисленных в диссертации экспериментальных и расчётно-теоретических работ; в анализе, обобщении и объяснении полученных результатов. Автором разработана физическая модель коаксиального ЛПМ, развита методика учёта реабсорбции излучения в неоднородной плазме и получены расчётные формулы. Сформулирована концепция самопрокачного ЛПМ. Предложен и реализован в  экспериментах способ увеличения пиковой мощности усилителей на парах меди. Совместно с соавторами предложены, созданы и исследованы эффективные источники ультрафиолета.

Структура и объём диссертации. Диссертационная работа состоит из ведения, шести глав, заключения, приложения. Общий объём – 332 страницы, включая 22 таблицы, 122 рисунка, 24 страницы приложений и список литературы из 312 наименований, из них 52 работы автора.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во ведении перечислен ряд важных научно-технических проблем, связанных с развитием лазерных систем на парах меди и их практическим применением, обоснована актуальность темы, изложены цели и задачи физических исследований, сформулированы научная новизна, практическая значимость, основные положения и результаты, выносимые на защиту.

Первая глава посвящена разработке физической модели лазера на парах меди с коаксиальными  разрядными камерами, созданию методик расчёта его параметров и численных программ. Рабочим объёмом такого ЛПМ  является зазор между двумя соосными цилиндрами, причём внутренний цилиндр практически изолирован и сбрасывает тепло за счёт радиационного теплообмена с наружным цилиндром. Основу  модели коаксиального ЛПМ составляли уравнения кинетики заселенностей уровней атомов, баланса энергии электронов, уравнения развития индуцированного излучения в оптическом резонаторе, уравнения элек­трической цепи и созданная нами аналитическая методика (гл. 2) расчёта тепловых параметров рабочего тела и температуры центрального цилиндра. Особенности протекания физических процессов в рабочем объёме коаксиальной геометрии учитывались (в нульмерном приближении) при усреднении членов дифференциальных уравнения по объёму разрядной камеры с привлечением тех или иных модельных представлений о происходящих явлениях. Уточнению подверглись выражения, описывающие диффузию возбужденных атомов nk, амбиполярную диффузию заряженных частиц (ионов меди , ионов неона и электронов ne), диффузионное охлаждение электронов, реабсорбцию спонтанного излучения (по созданной нами новой методике - гл. 1, п. 3).  Все отмеченные уточнения были проведены и для классической разрядной камеры ЛПМ в виде цилиндрической трубки. 

В численных расчётах находятся не только самосогласованные значения кинетических параметров, но и согласованные с ними значения функции тепловыделения и температуры газа в установившемся режиме работы. Мощность, идущая на нагрев газа, заранее не известна (не равна электрической энергии, вложенной в рабочее тело импульсом накачки) и находится в процессе расчёта упругих потерь энергии электронов, энергии уносимой непосредственно на стенки камеры спонтанным излучением, амбиполярной диффузией и т.п.  Для ЛПМ коаксиальной конструкции появляется дополнительный неизвестный параметр - температура  поверхности внутреннего цилиндра, которая также зависит от функции тепловыделения и находится из решения тепловой задачи в последовательных итерациях с решением системы кинетических уравнений.

Кроме того, усовершенствованная физическая модель работы ЛПМ имеет ряд следующих особенностей:

  • учитывается, по возможности, наибольшее количество возбужденных уровней и спектральных линий с известными вероятностями переходов (124 уров­ня и 231 линия для меди, 23 уровня и 55 линий для неона).
  • при расчёте развития индуцированного излучения в оптическом резонаторе используются реальные (из экспериментов) профили спектральных линий поглощения и линий  лазерной генерации;
  • большой набор основных кинетических процессов: джоулев нагрев  электронов,  ионизация  и  тройная  рекомбинация  на все рассматриваемые уровни меди и неона, фоторекомбинация, конверсия и диссоциативная рекомбинация молекулярных ионов неона, спонтанное излучение, возбуждение и  тушение  электронным  ударом различных состояний атома меди и  неона,  упругие  потери  энергии электронов при столкновениях с атомами меди и неона  и  их  ионами, процесс типа ионизации Пеннинга  при  столкновении  возбужденного неона с атомами  меди  в  основном  состоянии,  перезарядка  между ионами неона и атомами меди, диффузия возбуждённых атомов, амбиполярная диффузия  электронов  и двух  сортов  ионов.
  • Учитывается приближенно эффект снижения  констант скоростей возбуждения и ионизации неона, связанный с  отклонением  функции распределения энергии  электронов  от  максвелловской  функции.
  • В расчёте ширины спектральных линий учитывалось доплеровское и штарковское уширение, резонансное уширение при столкновении возбужденных атомов, ушире­ние линий посторонним газом и ударное уширение собственным газом. 

При усреднении по объёму всех членов уравнения баланса концентраций частиц, аналогично [11], полагали, что в центральной области разрядной камеры преобладают объёмные процессы гибели возбуждённого состояния, а диффузионное устранение частиц существенно лишь вблизи границ плазмы. В этом случае принимали радиальное распределение  концентраций возбуждённых атомов n пологим в центральной области, а пристеночном слое толщиной Λ круто спадающим до нуля. Величина Λk приближённо определялась, согласно [11], как характерное расстояние от стенки, на ко­тором скорости диффузного ухода возбуждённых атомов сравниваются со скоростью их гибели за счет объемных процессов.  Аналогичным образом задавались и радиальные распределения для , , nс расстояниями от стенок , , , на ко­торых скорости амбиполярного диффузионного устранения ионов меди, ионов неона и электронов, соответственно, уравниваются со скоростью их гибели за счет объемных процессов. Для цилиндрической трубки усреднение диффузионных членов приводит к выражению:

  , .  (1)

Здесь  fk -  геометрический фактор, который изменяется от 2 при  <<1, до 6  при ΛkR. Последнее значение  fk примерно соответствует случаю с диффузионным профилем; выражение (1) приобретает обычно используемый вид. 

Для коаксиальной камеры лазера:

, , .  (2)

В (2)  R2, R1 радиусы внешнего и внутреннего цилиндров, а fk изменяется от 2 при <<1, до 4  при Λk≈ 0,5ΔR.

Аналогичны выражения для диффузионных членов в балансе заряженных частиц, например, для ионов меди, в коаксиальной камере:

;  (для цилиндрической камеры R1=0).  (3)

Геометрические факторы вычисляются по формулам (1) или (2), где вместо подставляется . Значения ,,, рассчитываются на каждом шаге интегрирования системы уравнений кинетики по соотношениям, представленным в диссертации, или  берутся из экспериментальных работ.

Усреднение всех членов уравнения баланса энергии электронов по объёму  разрядной камеры цилиндрической и коаксиальной геометрии проводилось аналогично работе [11, 12]. В пристеночном слое толщиной Λe изменение концентрации электронов и ионов определяется амбиполярной диффузией. Непосредственно вблизи стенки образуется более узкий слой толщиной порядка дебаевского радиуса, в котором не соблюдается условие квазинейтральности.  В [11] усреднение дивергентных членов проводилось для диффузионного радиального  профиля концентрации n в цилиндрической трубке. В нашей работе использованы полученные нами модельные выражения типа (1)-(3) для дивергентных членов. В этом случае диффузионное охлаждение электронов (в уравнении баланса энергии) представляется выражением:

.

Здесь фактор вычисляется с использованием (1) или (2), где вместо , подставляются величины. Коэффициенты амбиполярной диффузии электронов и  Λe рассчитываются с учётом двух сортов ионов.

В главе также дано описание расчёта констант скоростей всех рассматриваемых процессов для отдельных уровней и эффективных констант для блоков уровней. Определены целевые функции. Представлены методики численного расчёта, структура программы и описание её модулей. Обсуждаются результаты тестирования физической модели ЛПМ.

При решении задач о пространственном распределении параметров плазмы, в частности, в лазерах на парах меди, желательно иметь аналитические выражения, описывающие зависимость вероятности вылета фотона [13] θ(r,koR) от координаты r при любых оптических плотностях 109(kor)0. Для цилиндрической геометрии и однородной плазмы (ko=const) такие формулы, полученные авторами [14], приводятся в гл.1, п.3. В этом же разделе автором рассмотрена задача о бесконечном плоском слое неоднородной плазмы толщиной L и получены новые выражения для θ(x,koL) с использованием различных модельных зависимостей ko(х); (здесь х=х/(0,5L) - безразмерное расстояние от середины слоя). Например, с зависимостью типа вероятность θ для лоренцевского и доплеровского контура линий представлена в виде:

  ,  (4)

, (5)

где и - соответственно,  новая переменная и новый параметр. При ko(0)⋅0,5L(1-|x |)>>1, т. е. вдали от границ слоя, (4) пере­ходит в соотношение для θL, полученное в асимптотическом пределе [14]. Формулы (4), (5) используются  нами и для расчётов в случае коаксиальной геометрии слоя плазмы при условии (R2-R1)/R10,1-0,2.

В нульмерном приближении усреднённые по объёму уравнения баланса концентраций возбужденных атомов содержат члены nk Aki θ⟩≡Aki α⟨nk⟩⟨θ⟩.  Заметим, что обычно в расчётных работах коэффициент усреднения α полагается равным единице, а вместо ⟨θ⟩ используются значения θo=θ(0,koL) в центре объёма, занимаемого плазмой, что не всегда обеспечивает достаточную точность расчёта. Используя (4) и (5)  получена  формула аппроксимирующая численные  значения  эффективной  “вероятности”  вылета  фотона θэф=α⟨θ⟩  для модельных зависимостей концентраций верхнего возбуждённого уровня nk(х)=nk(0)⋅(1-|x|β)  при различных значениях γ и β:

θэф= exp( Ao +A1 t +A2 t 2 +A3 t 3 + A4 t 4 + A5 t 5 + A6 t 6 ), t=lg(ko(0)L) .

Коэффициенты  A табулированы для значений γ и β от 0,1 до 102, а также для случая ko=const или nk=const и приведены в приложении к диссертации. В конце главы представлены результаты численного эксперимента, показывающие, что в физических условиях, типичных для неоднородной низкотемпературной плазмы, величина θэф заметно отличается от обычно используемого в расчётах значения θo (при одинаковых ko(0)L). Разница мала только для лоренцевского контура линий в случае ko=const (nk≠const, 0ko(0)L109). При ko≠const отношение θэф/θo может быть значительным, особенно для доплеровского контура линий (θэф/θo10 в области ko(0)L102).

Во второй главе представлены модель тепловых процессов в коаксиальной камере ЛПМ и аналитические методики расчёта тепловых параметров. Отличительные черты модели: осе-симметричное расположение цилиндров, практически полное отсутствие теплового контакта внутреннего цилиндра (вставки)  с  другими элементами  конструкции. Учитывается  радиационный теплообмен между вставкой и наружным цилиндром. Температура газа  внутри разрядной камеры рассчитывается с использованием доли электрической энергии kн=/, идущей непосредственно на нагрев газа (здесь , - соответственно средние погонные мощности нагрева газа и джоулевого тепла). При этом в качестве граничного условия  задаётся температура внутренней стенки большого цилиндра Тст , поскольку она определяет концентрацию паров меди.

Во внешней части камеры (объём с теплоизоляцией) для нахождения температур используется значение , поскольку на внутреннюю стенку приходит весь поток энергии, равный вкладываемой средней электрической мощности. Коэффициент kн вычисляется в кинетической задаче либо может задаваться как параметр, если тепловая задача решается самостоятельно. Модель и программы расчёта позволяют найти радиальный профиль температуры газа Tg(r), ∂Tg/∂r и среднее значение Tg(r), температуру коаксиальной вставки Tвст, температуру наружной стенки, охлаждаемой воздухом (водой), толщину и эффективную теплопроводность изоляции. Для этих величин получены аналитические формулы, как для коаксиальной, так и для камеры ЛПМ в виде трубки. Отмеченные формулы удобно использовать при совместном решении с системой дифференциальных кинетических уравнений, описанной в гл.1, методом последовательных приближений. Анализ тепловых процессов, проведенный во второй главе, показал, что средняя температура газа слабо зависит от выбора  радиального  профиля  функции  тепловыделения, а на температуру вставки влияет величина kн. Если теплопроводность газа выразить как λ=αTβ, , rвст , rст - радиусы вставки и внешнего цилиндра,  А=εпσ, εп - приведенная степень черноты, то для Tвст  получается уравнение:

;  . 

Выражение для ψ представлено в диссертации и оно зависит от величины kн и геометрических параметров. Разработанная в гл. 2 модель тепловых процессов в камерах ЛПМ и физическая модель лазера в гл.1 позволяют обоснованно найти самосогласованные величины kн, Тg, Tвст при заданной температуре внутренней стенки.

Одной из причин, препятствующих созданию мощных ЛПМ, является перегрев  активной  среды  [15],  который  вызывает  срыв  генерации  вследствие теплового заселения нижнего рабочего метастабильного уровня. Для предотвращения  перегрева  в  разрядных  камерах большого объёма  можно применять коаксиальные  конструкции  с  развитой  (увеличенной)  поверхностью  стенок  и  малым характерным поперечным размером.  В камерах  с  такой  геометрией  интенсифицируются  теплопередача  по газу  и  за  счёт лучистого теплообмена.  Усиливаются  процессы  переноса  частиц  и энергии из  плазмы на стенку. На  рис. 1 представлены  результаты численных  расчётов

предельных по перегреву погонных электрических мощностей в коаксиальной камере (2,0 л/м). В области оптимальных значений Тст и допустимых величин температур Tвст  и  наружной стенки Tн предельный энерговклад достигает ~ 50 кВт/м, что примерно в 20 раз больше по сравнению с трубой без вставки того же объёма. Учёт выноса энергии непосредственно на стенки камеры (kн=0,7) спонтанным излучением и амбиполярной диффузией заметно снижает нагрев газа и увеличивает величину предельного энерговклада. 

В главе приведены результаты экспериментальных исследований тепловых характеристик коаксиальных камер ЛПМ.  Дано описание  стенда  для  проведения опытов и методики измерений температур стенок.  В коаксиальной камере с изолированной вставкой при отношении 2Δr/(rвст+rст)=0,42; (Δr0,8 мм) получен эффект увеличения удельной выходной мощности излучения лазера в два раза, что свидетельствовало о снижении температуры газа. Численные  исследования и эксперименты подтвердили возможность достижения больших удельных энерговкладов в ЛПМ большого объёма, сравнимых с энерговкладами в разрядных трубках малого диаметра ~1-2 см, за счёт применения камер коаксиальной конструкции. При этом возможна работа на повышенных частотах следования импульсов. Тем самым может быть устранена одна из причин, препятствующих созданию ЛПМ большой мощности.

Показано также, что значения средней температуры газа слабо зависят от вида радиальной зависимости функции тепловыделения. Применение изоляционных ма­териалов с очень низкой теплопроводностью λэф приводит к рез­кому уменьшению предельного энерговклада и к перегреву внутренней  стенки; при больших значениях λэф даже предельный энерговклад может быть недостаточным для нагрева стенки до требуемой температуры.

Третья глава диссертации посвящена численному исследованию физических процессов и моделированию лазеров на парах меди большой мощности. В частности, уделяется внимание мало изученному вопросу о роли спонтанного излучения в плазме ЛПМ и анализу динамики концентраций возбужденных атомов, определяющих величину инверсной  заселенности и выходные характеристики лазера. Рассмотрена область средних и больших энерговкладов в импульсе возбуждения. Для решения задачи использовались  физическая модель и программа численного расчета ЛПМ на смеси меди и неона (гл. 1, 2). Учет реабсорбции спонтанного излучения проведен с использованием новых аппроксимирующих формул для вероятности вылета фотона (гл. 1, § 3). Учитывалось большое число линий излучения атомов меди и неона. На наш взгляд такой подход позволил получить более надежные и подробные, чем в других расчетных работах, сведения о спонтанном излучение, балансе энергии электронов и динамике концентраций возбуждённых атомов в ЛПМ.

Численное  исследование  кинетических  процессов  в плазме проводилось для условий работы ЛПМ с коаксиальной разрядной камерой объёмом 1,9х104 см3, (R2-R1 )=1см и соотношением (R2-R1 )/R1<1. Кроме того, проводился расчёт лазера с обычной  разрядной трубкой, диаметр которой соизмерим с шириной кольцевого зазора. Электрический ток разряда и излучение лазера направлены вдоль оси цилиндров. 

Сначала исследовалось влияние некоторых кинетических процессов на  результаты расчёта характеристик коаксиального ЛПМ. Вариация значений констант возбуждения и ионизации атомов в два - три раза показали, что максимальные значения мощности излучения ЛМП Wг, физического ф и технического т  к.п.д. остаются практически без изменений. При этом несколько  сдвигается  область  параметров:  напряжение накопителя Uн(0), давление неона PNe, температура Tст и частота следования импульсов f. При учете процесса Пеннинга примерно в два раза снижается заселенность возбужденных уровней неона и соответственно доля энергии спонтанного излучения неона. Учёт процесса перезарядки на порядок и более снижает предимпульсное значение концентрации ионов неона и значительно, на 20-30 %, уменьшает её максимальное значение. Концентрация ионов меди при этом возрастает незначительно, а концентрация электронов в предимпульсный период уменьшается примерно в два раза, что  существенно  улучшает  характеристики генерации лазера. Учёт двух сортов ионов увеличивает энергию, уносимую на стенки амбиполярной диффузией заряженных частиц, примерно в 1,5–2 раза по сравнению с энергией, рассчитанной при учёте  только одного сорта - ионов меди.

Далее, исследовалась динамика концентраций возбужденных атомов nk(t) (рис. 2а) в коаксиальной камере ЛПМ и в классической цилиндрической трубке. При больших мощностях накачки и f ~10 кГц кривые nk на рисунках немонотонные: наблюдаются два  максимальных  значения - одно  в области времён 0<t<10-7 с (импульс возбуждения), второе в области 10-5< t <10-4 с (период рекомбинации плазмы). Амплитуда первого максимума на один-два порядка больше второго; длительность наоборот, существенно меньше (на два-три порядка). Небольшие вторые максимальные значения появляются и на кривых для концентраций метастабильных уровней n2(t), n3(t)  (рис. 2б). При этом, временная зависимость имеет резкий изгиб и характеризуются двумя временами спада: быстрый спад - τб ~10-6 ÷10-5 с, медленный спад - τм ~10-4 с (в окрестностях точек t2 и t4).  Отметим, что появление  вторых горбов в зависимостях n2(t),

n3(t) наблюдалось  во многих экспериментальных работах, например [16] и впервые было подтверждено нашими численными расчётами, с использованием предложенной модели лазера. Программа позволяет для любого момента времени определить вклад того или иного физического процесса в динамику различных параметров плазмы. Оказалось, что появление вторых максимальных значений концентраций связано с интенсивным рекомбинационным заселением высоколежащих уровней. В свою очередь эти уровни расселяются на нижележащие уровни за счёт спонтанного излучения и, отчасти, электронным ударом. Замедленное падение концентраций метастабильных уровней меди n2, и n3 в окрестности t4 связано со спонтанным и электронным заселением этой пары уровней с верхних блоков, чему способствует большое количество спонтанных переходов (50 из 231учтённых), запрет на радиационный распад метастабилей и сравнительно слабое, в этот период времени, ударное  расселение электронами. Фактически, при больших энерговкладах, в расчетах релаксации плазмы  наблюдается рекомбинационная неравновесность, что приводит к повышенным предимпульсным значениям концентраций метастабилей, электронов и отрицательно сказывается на генерационных характеристиках лазера. При умеренных энерговладах рекомбинационная неравновесность мала и вторые максимумы в зависимостях концентраций nk(t) нижних уровней не наблюдаются.

Аналогично и поведение удельной мощности спонтанного излучения линий (два максимальных значения). Отметим, что вследствие большой длительности вторых максимумов значительный вклад в суммарную (по всем линиям) энергию спонтанного излучения, за период между импульсами накачки, вносит рекомбинационный "хвостовой"  участок кривой wсп(t) .

Рекомбинационная неравномерность связана с ходом электронной температуры Te(t).  Для условий рис.2, в области  6⋅10-8<t ≤10-6 с Te быстро падает из-за охлаждения электронов, в основном, в неупругих и упругих столкновениях с тяжелыми частицами до величины 0,7÷0,6 эВ. В этот период времени рекомбинационный поток резко возрастает из-за роста константы рекомбинации и уменьшения скорости ионизации. В области времени 10-6< t < 4⋅10-5 с расчёт даёт отношение [(wсп+wдиф)/wупр]≈0,4÷0,2 (здесь wдиф , wупр - удельные мощности диффузионных и упругих потерь энергии электронов); тем самым в охлаждение электронов вносит заметный вклад спонтанное излучение и амбиполярная диффузия. При 4⋅10-5< t< 1,4⋅10-4 с  величина концентрации электронов  ne  снижается, а отношение [(wсп+wдиф)/wупр] возрастает от 0,2 до 3,8 , поэтому основной вклад в охлаждение электронов в конце рекомбинационного периода  вносит спонтанное излучение и отчасти амбиполярная диффузия. Такая картина согласуется  с анализом  [12], где подчёркивается, что на поздней стадии рекомбинации плазмы  радиационное тушение уровней может существенно ускорить вынос энергии рекомбинации и определять, таким образом, охлаждение  электронов.

В главе проводится численный анализ баланса энергии плазмы. Показано, что в условиях (рис.2) расчёта коаксиальной камеры при энерговкладах wjt=(1-10) Вт/см3 доля энергии Эсп за период между импульсами, уносимая на стенки камеры спонтанным излучением, может составлять (40-20)% от джоулевой энергии Эj, доля, выносимая амбиполярной диффузией Эдиф - (10-15) %.

В типичных условиях экспериментов с трубками [17] (PNe=100 мм.рт.ст., R=0,5 см, Tст=1750 К, f=7 кГц, wjt=10÷25 Вт/см3), при wjt10 Вт/см3, расчётная величина Эсп составляет ~30 %.  С ростом   доля Эсп падает до 15%.  Упругие потери Эу возрастают примерно до 70%. На долю энергии Эдиф, уходящей на стенки камеры, приходится от 10 % до 20 % . Энергия, уносимая из объёма плазмы за счет других процессов, таких как лазерное излучение, фоторекомбинация, диффузия возбужденных атомов, а также энергия диссоциативной рекомбинации, идущая на нагрев газа, в данных примерах не велика и не превышает нескольких процентов. Суммарный вынос энергии на стенки камер заметно снижает температуру газа в центре объёма.

В последних разделах главы представлены результаты численного моделирования работы коаксиальных ЛПМ  большой мощности на уровне 1 кВт. Рассмотрено четыре варианта коаксиальных камер с горячим объёмом от 3,6 до 19 литров. Значительные выходные характеристики ЛПМ получены в варианте №4 при Tст=1850 К и PNe=400 мм. рт. ст., f=3 кГц и =460 Вт/см.  Мощность излучения составила Wг=950 Вт, ηф≈4%, ηт≈2%, удельная вкладываемая мощность 2,44 Вт/см3, удель­ная выходная мощность излучения  0,05 Вт/см3 и удельный энергосъем 17 мкДж/см3. С повышением частоты f до (6-14) кГц - рис.3, мощность Wг достигала максимального значения ~1,5 кВт (~0,08 Вт/см3), при энергосъёме  (8-10) мкДж/см3  и  физическом  к.п.д. ηф ~2,0 %. 

Сравнительно высокие к.п.д., возможно, связаны с тем, что индуктивность коаксиальных камер существенно меньше индуктивности обычных разрядных труб того же объёма.  Это способствует более быстрому вводу электрической энергии в плазму разряда и лучшему согласованию с генератором электрических импульсов накачки. Удельные характеристики ЛПМ с коаксиальной камерой, полученные во всех четырех вариантах расчета, весьма близки к удельным ха­рактеристикам, наблюдаемым в экспериментах с ЛПМ в виде трубок не­большого диаметра (1-2) см. Совпадают также и оптимальные частоты следования импульсов накачки. Расчётные удельные и абсолютные характеристики коаксиальных ЛПМ существенно превышают соответствующие характеристики, достигнутые в экспериментах при использовании трубок большого диаметра (10-12 см) [4, 8] примерно того же объёма. Отметим, что рассчитанные нами удельные  характеристики не являются пре­дельными, так как их оптимизация  не проводилась.

Четвёртая глава посвящена решению задачи увеличения выходных характеристик ЛПМ за счёт быстрой прокачки рабочей среды с такой скоростью, при которой эта среда полностью заменяется в камере лазера за межимпульсный период. В этом случае, при больших частотах следования импульсов 10-50 кГц, можно создать условия работы ЛПМ, характерные для моноимпульсного режима и, таким образом, реализовать большие удельные энергосъёмы ε50-100 мкДж/см3 и к.п.д. (1-2)%, наблюдаемые в экспериментах (например [18]). Обсуждаются трудности осуществления прокачки горячей ~2000 K среды по замкнутому контуру традиционными способами, оцениваются энергетические затраты. Предлагается альтернативная идея - самопрокачка рабочей среды ЛПМ по замкнутому контуру с помощью  магнитогазодинамического (МГД) компрессора,  использующего разрядный промежуток самого лазера, на который накладывается внешнее магнитное поле, ориентированное перпендикулярно направлению электрического тока импульсов накачки. Замкнутый газодинамический тракт (рис. 4) состоит из МГД канала (он же - разрядная камера лазера) - 1, диффузора - 2, холодильника - 3, источника паров меди - 4 и  ускоряющего сопла - 5. Температура стенок всего газодинамического тракта должна быть немного выше температуры источника паров меди 4, который может быть конструктивно совмещён с выходом холодильника 3. 

Таблица 1.

Параметры

 

Номер варианта

1

2

3

4

5

6

j,  А/см2

1000

250

1000

100

1000

1000

τи , нс

150

250

150

150

200

150

εо, мДж/см3

10

5

10

5

10

100

B ,  Тл

2.5

2.5

0,25

2,5

2,5

5

Состав смеси

Ne+Cu

Ne+Cu

Не+Cu

Не+Cu

Ne+Cu

Ne+Cu

⟨υкх , м/с

255

257

420

400

410

500

Перспективность такого варианта лазера зависит от того, в какой степени требования, предъявляемые к параметрам разряда с точки зрения эффективности  работы ЛПМ и МГД-компрессора, совместимы. Разрабатывается физическая модель самопрокачного ЛПМ. Обоснование прокачки, расчёт газодинамических параметров и оценки выходных характеристик проводятся численным методом. Особенностью предлагаемого МГД-компрессора  является импульсно-периодический режим его работы. Поэтому решается квазистационарная (или в отдельных случаях нестационарная)  задача магнитогазодинамического течения рабочей смеси по замкнутому горячему контуру. Принят фарадеевский тип МГД-компрессора. Задаются значения плотностей токов j, энерговкладов εо и длительностей импульсов накачки τи, типичные для экспериментов с ЛПМ в моноимпульсных режимах работы и технически доступные величины магнитных полей B. Для иллюстрации возможностей создания быстрого протока рабочей смеси рассмотрено шесть вариантов геометрических парамет­ров замкнутых контуров. Некоторые  исходные данные и результаты расчётов представлены в табл. 1. При соответствующем подборе геометрических параметров  газодинамического тракта  скорость потока  в разрядном  канале  лазера достигает величины 250-500 м/с. Это обеспечивает полную смену рабочей среды при длине канала (вдоль скорости потока)  в 2-4 см.

В расчётах показано, что при больших удельных импульсных энерговкладах (εо100 мДж/см3) возникают значительные пульсации газодинамических параметров потока газа и дальнейшее увеличение εо может приводить к срыву МГД самопрокачки.

Опираясь на литературные данные по  энергосъёмам  ε  в моноимпульсном режиме (В=0)  и  оценивая величину  зеемановского  расщепления  лазерных

линий, в данной работе проводится качественный анализ влияния магнитного поля на кинетику инверсной заселённости и на работу ЛПМ в целом. Расщепление линий поглощения (и генерации) в магнитном поле в какой-то мере можно рассматривать как эффективное уширение линий по рабочему переходу. Согласно литературным данным ( см. рис.6.28 в [5]) при В=0 увеличение ширины линии в 10-20 раз приводит к значительному снижению коэффициента усиления слабого сигнала и практически не влияет на коэффициент усиления при развитом импульсе излучения (в “насыщении”) . Но соотношение (/) по-прежнему много меньше единицы. При этом энергосъём слегка падает (на ~10%). Потому можно ожидать,  что значения ε при наличии магнитного поля, по крайней мере, существенно не изменятся.  В этом случае наши оценки показывают, что с магнитогидродинамической  самопрокачкой достигается выходная мощность лазера на уровне  ~ 1 кВт при объёмах разрядной камеры в 1-2 литра и разумных геометрических размерах элементов замкнутого контура. Затраты энергии на прокачку рабочей смеси в рассмотренных случаях невелики и не влияют на к.п.д. ЛПМ в целом. Действительно, доля мощ­ности пондеромоторной силы, ускоряющей рабочую смесь (υjyВz), по отно­шению к мощности электрической энергии, отбираемой от источника на­качки jyЕy, составляла (1-10)%, что означает низкую эффективность МГД-компрессора. Однако, это не является недостатком, так как в случае МГД-компрессора, совмещённого с разрядной камерой лазера, остальная большая часть этой мощности  j2/σ  участвует в возбуждении рабочей среды лазера со своим к.п.д. и таким образом не теряется бесполезно.

В главе так же рассмотрен более простой в техническом отношении  вариант самопрокачки рабочей смеси в кольцевом зазоре коаксиальной разрядной камеры, конструкция которой разработана авторами [19]. Азимутальное движение рабочей среды вызывается пондеромоторной силой при наложении продольного магнитного поля Вz на радиальный ток  jr импульса накачки лазера. В такой камере рабочая смесь всё время остаётся в разрядном объёме  и условия моноимпульсного режима не могут быть осуществлены. Считалось, что достижение значительных скоростей вращения газа в кольцевом зазоре при турбулентном характере течения смеси приведёт к значительному повышению коэффициен­та теплоотдачи рабочей среды и скорости рекомбинации плазмы, что в свою очередь позволит увеличить удельный энергосъём и мощность ЛПМ.

Приводятся экспериментальные результаты по первой реализации МГД самопрокачки рабочей смеси в коаксиальной разрядной камере ЛПМ при небольших продольных магнитных полях Вz0,15 Тл и плотностях импульсного радиального тока jr2,5 А/см2. В кольцевом зазоре камеры получена скорость азимутального вращения газа υφ100 см/с. При таких  малых скоростях потока течение смеси носило ламинарный характер, и увеличение коэффициента теплоотдачи было не велико. Несмотря на низкое значение достигнутой скорости υφ наблюдалось заметное (в 1,5-2 раза) увеличение средней мощности излучения ЛПМ (рис. 5).  Эффект связан в основном  с уменьшением неоднородностей концентрации паров меди в коаксиальном зазоре  за счет перемешивания среды при её вращении.

Исследовались спектральные характеристики лазерной генерации в присутствии магнитного поля. При максимальном значении магнитного поля с помощью интерферометра Фабри-Перо уверенно наблюдалось расщепле­ние линии лазерной генерации на две компоненты, ширины которых составляли  ~(0,1-0,04) см-1, а расстояние между ними было ~0,1 см-1. Ширина каждой расщеплённой линии лазерной генерации соизмерима с шириной отдельных групп зеемановских σ-компонент спонтанного излучения по рабочему переходу. Эти σ-компоненты в группах перекрываются между собой  вследствие распада на большое количество сверхтонких линий и их доплеровского уширения. Поскольку наблюдаемое расщепление свидетельствует о некотором эффективном уширении линий генерации, то возможно, что повышение выходной мощности лазера в наших экспериментах отчасти связано и с положительным влиянием магнитного поля на кинетические процессы.

Пятая глава посвящена разработке усилителей на парах меди с повышенной пиковой мощностью и экспериментальному исследованию процессов усиления в многопроходных схемах. Интерес к усилителям связан с тем, что их излучение по сравнению с излучением ЛМП имеет значительно меньшую расходимость и сосредоточено практически в одном пучке. В предыдущих главах решались задачи увеличения удельных средних мощностей и удельных энергосъёмов ЛПМ. Результаты этих исследований могут быть перенесены и на лазерные однопроходные усилители на парах меди (ОУПМ). Однако, немаловажным для практических применений является также и повышение пиковых мощностей импульсов лазерных усилителей. Проблема увеличения пиковой мощности излучения, на наш взгляд, может быть разрешена за счет применения схем многопроходных усилителей на парах меди (МУПМ). В пятой главе обсуждается предложенный способ, согласно которому при особом, определённом исполнении МУПМ  можно получать  импульсы излучения с повышенной пиковой мощностью по сравнению с импульсами  обычного ОУПМ.

Увеличение пиковой мощности импульса  излучения при тех же энерговкладах в активную среду достигается путём многократного прохождения через усилитель  лазерного импульса ЗГ с достаточно крутыми фронтами, с длительностью τзг , более короткой, чем время существования инверсии τинв в активной среде усилительного каскада. Предполагается, что длительность импульса  излучения  на выходе такого усилителя существенно не меняется, и короткий входной импульс отбирает от активной среды и аккумулирует  в себя примерно столько же энергии, что и длинный  входной импульс с  τзгτинв  в  однопроходной схеме. Следовательно, усиленный импульс должен иметь более высокую амплитуду приблизительно в τинв/τзг раз.  Качественная физическая модель работы такого усилителя приводит к  соотношениям (например, для случая встречных пучков):

    (6)

  ,  (7)  

где ус - длина активной среды усилителя,  τ1  и  τ- времена, затрачиваемые соответственно оптическими блоками на один разворот импульса излучения в обратном направлении, N – число проходов пучка,

  . (8)

Здесь ( усN/c) - суммарное время потраченное передним фронтом  импульса излучения на N проходов по активной среде, а τзад - суммарное время на все необходимые при заданном числе N  развороты переднего фронта импульса. Выражение (6) получено из условия полного перекрытия интервала времени τинв , а (7) из условия полного пространственного перекрытия рабочей среды усилителя одним и тем же цугом импульса задающего генератора (ЗГ). Соотношения (6)-(8) устанавливают взаимосвязь параметров τзг , τинв , ус , τ1 , τ2 и определяют таким образом реализацию способа, конструктивные параметры и исполнение МУПМ.

Рис. 6.  Схема эксперимента.  1- задающий генератор,  2 - пространственный фильтр,  3 -  поляризационный разветвитель, 4 - усилительный каскад,  5 - блок возврата пучка,  6 - фазовращающая пластинка /4 ,  7 - плоское зеркало,  8, 9 - линзы  и 10 - диафрагма,  11 - нейтральный ослабитель, 12, 13 - окна усилительного каскада

Проверка возможности увеличения пиковой мощности предложенным способом проводилась  экспериментально  с использованием  схемы двухпроходного усилителя на парах меди (ДУПМ) со встречным ходом и с поляризационной развязкой пучков (рис. 6). При выполнении условий, определяемых соотношениями (6)-(8), получен эффект увеличения пиковой мощности. На рис. 7 представлены для сравнения осциллограммы импульсов излучения на выходе одно- и двухпроходных усилителей при одинаковой вкладываемой средней мощности источников накачки ~ 3,3 кВт и частоте следования импульсов 10 кГц. На входе в усилительный каскад (УК) однопроходного усилителя τзг40 нс, пиковая мощность =10 кВт. Для двухпроходного усилителя эти величины были τзг18 нс, =3 кВт. Отношение максимальных пиковых мощностей на выходе двух- и однопроходных усилителей составило ~1,8 и близко к ожидавшейся величине τинв/τзг. Значение τинв , измеренное по длительности сверхизлучения, в обоих случаях равнялось 35-40 нс. Задний фронт выходного импульса двухпроходного усилителя слегка растянут, а длительность по основанию несколько больше длительности входного импульса. Такое “расплывание” естественно снижает эффект увеличения его амплитуды и связано, по всей вероятности, с плохой формой  заднего фронта входного импульса. Наибольшее увеличение пиковой мощности на выходе  ДУПМ получено с более коротким и гладким импульсом τзг 12,5 нс. Величина суммарная по длинам волн достигла 305 кВт, при средней мощности 25 Вт. Пиковая мощность в этом случае превосходила соответствующую мощность однопроходного усилителя в 2,2 раза.

Исследовалось (рис. 8а) усиление по пиковым мощностям.  Кривые  усиления показывают  более крутой рост пиковой мощности выходного импульса излучения в двухпроходном варианте по сравнению с однопроходным вариантом. В области максимальных значений типичная величина усиления /для двухпроходного и однопроходного усилителя составила, соответственно, ~ 70 и 12. Заметим, что при Uвх=0 выходные импульсы мощности излучения ДУПМ не равны нулю. Наблюдалось хаотически поляризованное излучения большой расходимости. Фактически в этом случае усилительный каскад работал как обычный лазер на парах меди с одним зеркалом резонатора. С ростом амплитуды входного  импульса такая генерация излучения  быстро подавлялась.

Детально исследовались энергетические характеристики усиления. На рис. 8б представлены зависимости средней выходной мощности Wвых от входной мощности Wвх для однопроходного и двухпроходного вариантов усилителя. Кривые отображают зависимость энергосъёма от энерговклада. Из рисунка видно, что разница между вариантами невелика. Энергетическое усиление Wвых./Wвх за сделанные проходы при малых входных мощностях Wвх0,02-0,2 Вт составило ~103-102, а в области насыщения  усилителей ~10 (Wвх1 Вт).

Полученные результаты показывают, что при переходе от однопроходного усиления к двухпроходному усилению энергосъём существенно не изменился. Длительность импульса на выходе ДУПМ осталась приблизительно равной длительности входного импульса и вдвое короче импульса сверхизлучения. Таким образом, в условиях двухпроходного усиления подтверждается справедливость исходных предположений, положенных в основу способа.

Исследуется влияние на пиковую мощность ряда характеристик входного импульса и величины τзад. На рис. 9 представлены результаты оптимизации ДУПМ по пиковой мощности при неизменном режиме возбуждения. Максимум на кривых соответствует оптимальным значениям τзад, определяемым соотношениями (6)-(8). С другой стороны при использовании ЗГ с более коротким импульсом согласно (7) необходимо уменьшить оптимальную величину τзад, что и наблюдается в эксперименте  – максимумы кривых на рисунке сдвигаются влево. Отметим, что величина τинв при строгом рассмотрении  не является параметром, а зависит от пиковой мощности и динамики усиления импульса излучения в активной среде. В целом, результаты экспериментальной проверки подтверждают справедливость качественной модели увеличения пиковой мощности  ДУПМ. 

Для уточнения перспективы обсуждаемых МУПМ проводились исследования с увеличенным числом проходов в усилительном каскаде. Для этого была разработана схема и создан макет четырёхпроходного усилителя на парах меди. Представлены результаты экспериментов. Приводится также анализ и сравнение процессов усиления в двух- и четырёхпроходной схеме усилителей. В усилителе с четырьмя проходами проявились процессы, которые трудно было заранее оценить в количественном отношении. Это конкуренция между усилением входного импульса ЗГ и развитием генерации из спонтанных затравок в “паразитном” резонаторе, образуемом оптическими элементами блоков возврата луча. Поэтому  большое внимание уделено изучению этого явления и другим причинам, ограничивающим увеличение пиковой мощности при большом числе проходов. Оригинальная методика позволила проследить эволюцию усиления импульса ЗГ (рис. 10) при его последовательных проходах через УК.

Полученные результаты полезны для анализа физических процессов, протекающих в МУПМ и дальнейшего развития работ по их совершенствованию.

Шестая глава посвящена исследованию нелинейного преобразования частот многопучкового излучения  ЛПМ с неустойчивым оптическим резонатором и качественного излучения ДУПМ с повышенной пиковой мощностью.  Кроме того, представлены разработки конкретных схем источников ультрафиолета. Поскольку генерация  ЛПМ происходит на двух линиях λ1=0,578 мкм и  λ2=0,51 мкм, то с помощью механизмов генерации вторых гармоник (ГВГ) можно получать ультрафиолетовое излучение (УФИ)  на длинах волн λ3=0,289 мкм и  λ3=0,255 мкм, а посредством генерации суммарной частоты (ГСЧ) на длине волны λ3=0,271 мкм. Для выбранных нелинейных кристаллов BBO и DKDP наиболее эффективно реализуется скалярный синхронизм первого типа оое. В этом случае ЛПМ должен генерировать линейно поляризованное  излучение, поэтому неустойчивый резонатор дополнялся призмой Глана. Для достижения в кристалле нужной плотности и расходимости излучения применялись различные оптические системы формирования пучка (СФП), располагаемые между ЛПМ и кристаллом: линза (объектив) для острой фокусировки излучения, телескопический коллиматор из сферических линз, создающий  параллельный пучок  малого диаметра и цилиндрические линзы.

В экспериментах по ГСЧ использовались лазерные активные элементы ГЛ-201 с выходной мощность ~20 Вт на частотах следования импульсов 10 кГц и кристалл DKDP. Исследовалась структура излучения ЛПМ в дальней волновой зоне (ДВЗ) и структура  преобразованного СФП  излучения в зоне расположения кристалла. Измерены расходимости резонаторных пучков φ и доли энергии δ при различных коэффициентах увеличения М. В случае М=200 величина δ, приходящаяся на пучок с наименьшей расходимостью φ≈0,14 мрад, не превышала (10-15)%. Если в качестве СФП использовался телескопический коллиматор, то такой пучок фокусировался входной линзой f1 ~550 мм в точку А вблизи её фокуса, а резонаторные пучки с большой расходимостью в точку В на ~30-40 мм дальше. В зоне АВ наблюдалась длинная перетяжка (каустика лучей). При перемещении фокуса выходной линзы f2 от точки А к точке В резонаторные пучки последовательно преобразовывались на выходе СФП в “параллельный” пучок малого диаметра, а расходимость остальных пучков заметно увеличивалась. Измерялись диаметры преобразованных пучков d и их расходимости φ'.

Максимальные значения средней мощности УФИ Wуф и к.п.д. нелинейного преобразования наблюдались тогда, когда фокус f2 располагался в середине перетяжки, создаваемой входной линзой коллиматора f1. В этом случае через кристалл в основном проходили и участвовали в нелинейном преобразовании резонаторные пучки с минимальной и средней расходимостью. При выделение же пространственным фильтром  пучков только с минимальной расходимостью величина Wуф  существенно снижалась, а η  оставался  на  прежнем уровне (рис. 11).

Во всех случаях величина η достигала максимального значения при оптимальном соотношение f2/f1=0,06-0,09. 

Значения Wуф и η существенно увеличивались с ростом числа М и мощности Wк  на входе в кристалл. После оптимизации по f2 достигнута максимальная (на кристалле DKDP) величина Wуф=0,75 Вт и η=12 % (рис. 12).

Для сравнения  проводились эксперименты с острой фокусировкой излучения непосредственно в середину кристалла DKDP (СФП – объектив f1). В зоне кристалла местоположение и диаметры перетяжек резонаторных пучков, плотности мощности в перетяжках заметно отличались из-за различного качества и расходимости излучения отдельных пучков. Такая ситуация не соответствует оптимальным условиям нелинейного преобразования частоты сфокусированного излучения ЛПМ сразу для всех пучков. Тем не менее, в экспериментах выявлено, что существуют оптимальные значения фокусного расстояния f1, при котором достигаются максимальные значения Wуф и η. Результаты показывают, что с острой фокусировкой получаются более низкие, в (1,5-2) раза, значения η и Wуф, чем в экспериментах с параллельным пучком при близких входных энергетических параметрах излучения ЛПМ.

Аналогичные эксперименты проводились и с применением лазерных активных элементов LT-10Cu (мощность  ~10 Вт на частотах следования импульсов 12,5 кГц). При этом, кроме DKDP использовался кристалл BBO, что позволяло осуществлять ГВГ. Несмотря на сравнительно низкую мощность исходного излучения, в простейшей схеме с острой фокусировкой излучения в кристалл достигнуты приемлемые для практического применения импульсные мощности (рис.13.), средние мощности и к.п.д. Так для ГВГ (0,255 мкм) из зелёной линии - 0,35 Вт и 7%, для ГСЧ (0,271 мкм) - 0,42 Вт и 5%. 

В целом  эксперименты указывают на то, что многопучковый характер генерации ЛПМ снижает эффективность использования полной мощности лазера. Однако, при тщательной оптимизации режимов работы ЛПМ, СФП и за счёт подбора кристаллов возможно достижение значительных мощностей ультрафиолета.

Далее, в шестой главе предложена и реализована схема источника УФИ с использованием особого двухпроходного усилителя, описанного в гл. 5.  Повышенная пиковая мощность  импульсов излучения ДУПМ при сохранении средней мощности  позволяет увеличивать эффективность преобразования в нелинейном кристалле за счет увеличения пиковой плотности мощности входящего в кристалл излучения, не прибегая к чрезмерному уменьшению диаметра пучка. Сильное сжатие линейного размер пучка в главной плоскости кристалла отрицательно влияет на его предельную расходимость и соответственно на эффективность генерации гармоник. Высокое качество и однопучковый характер излучения ДУПМ также способствует достижению большой эффективности .

Схема источника УФИ представлена на рис. 14. Пучок излучения после коллиматора 8 проходил через цилиндрическую линзу 9, которая сжимала его только по одной оси, перпендикулярной плоскости рисунка (главной плоскости кристалла).  Сечение пучка вблизи перетяжки имело  приближенно  форму прямоугольника шириной h, величина которой  задавалась максимально большой и ограничивалась только поперечным размером кристалла. Это делалось с целью получить в главной плоскости кристалла (плоскости синхронизма) минимальную величину предельной дифракционной расходимости пучка, которая определяется размером h. Для сравнения, проводились эксперименты с пучками круглого сечения. Исследовалось влия-ние параметров исходного излучения ДУПМ  и  качества оптических элементов на эффективность η.

Подобраны два режима работы усилителя. Первый -  с максимальной пиковой мощностью на выходе усилителя Uж+з от 300 кВт до 210 кВт, со средней мощностью Wж+з~23 Вт и отношением мощности на жёлтой линии генерации к мощности на зелёной линии (Wж/Wз)0,7. Второй - с Uж+з~190 кВт, Wж+з~18,5 Вт и отношение (Wж/Wз)≈1,0. В первом режиме получается наибольшая эффективность ГВГ из зелёной линии. Второй режим более предпочтителен для ГСЧ и ГВГ из жёлтой линии, поскольку в этом случае импульсы жёлтой Uж(t) и зелёной Uз(t) линий практически совпадают  (рис. 15), а пиковое значение Uж  достигает максимума.

Наилучшие результаты (см. табл. 2.) получены при работе с пучком прямоугольного сечения, как для кристалла ВВО, так и DKDP.  При полной мощности  лазерной системы 18,5 Вт и мощностях  на  входе в кристалл ВВО порядка 15 Вт достигнуты сравнительно высокие средние мощности и средние эффективности преобразования: для ГСЧ – 3,6 Вт, 24 %, для ГВГ из желтой линии - 3,4 Вт, 44 % и для ГВГ из зелёной линии - 2,1 Вт, 27 %. На кристалле DKDP для ГСЧ - 2,1 Вт, 14 %. При использовании пучка круглого сечения, мощность  УФ  излучения и эффективность преобразования не превосходили соответственно 1,8 Вт и 11 % (ГСЧ на DKDP).

Значительные эффективности и мощности нелинейного преобразования в данных экспериментах связаны с уменьшением расходимости пучка в кристалле до значений, сравнимых с угловой шириной Δ синхронизма, что сделано за счёт увеличения ширины пучка h и устранения различных оптических аберраций. С другой стороны, повышенная пиковая мощность ДУПМ дала возможность поддерживать достаточно высокие плотности мощности в перетяжке с большой шириной h (площадью пятна) при использовании  усилителя с малой средней мощностью. Проводится сравнение полученных результатов с литературными данными. При уровне мощности излучения двухпроходного усилителя менее 19 Вт с использованием нелинейных кристаллов DKDP и ВВО по всей вероятности получены рекордные мощности УФИ и к.п.д. Ранее такие значения реализовывались,  в основном,  при использовании лазерных систем на парах меди с мощностью исходного излучения свыше 40-50 Вт. 

  Таблица 2. Генерация УФ излучения,  fc - фокусное расстояние цилиндрических линз.

Кристалл

Процесс

λ

мкм

Wз+ж Вт

кВт

кВт

h

мм

φ′

мрад

fc

мм

Wуф

Вт

η

%

DKDP

ГСЧ

0,271

14,6

0,9

80

72

9.0

0,3-0,4

400

2,1

14

DKDP

ГСЧ

0,271

15,4

0,9

80

72

9,0

0,3-0,4

150

1,54

10

ВВО

ГСЧ

0,271

15,0

1,0

77,6

77,6

5,5

0,5-0,66

150

3.6

24

ВВО

ГВГ

0,255

15,6

1,0

80

-

5,5

0,5-0,66

150

2,1

27

ВВО

ГВГ

0,289

15,6

1,0

-

80

5,5

0,5-0,66

150

3,4

44

В заключении сформулированы основные результаты и выводы по диссертационной работе.

В приложении собран и размещён в таблицах достаточно большой набор характеристик энергетических уровней и вероятностей радиационных переходов атомов меди, неона и их ионов. Также представлены полученные автором коэффициенты, необходимые для расчёта сечений и констант возбуждения и ионизации,  для оценки штарковского уширения спектральных линий и таблицы коэффициентов для вычисления эффективной вероятности вылета фотона из неоднородной плазмы по модели, развитой автором. 

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

  1. Разработана новая физическая модель лазера на парах меди  с камерами коаксиальной и цилиндрической геометрий, предназначенная для численного расчёта параметров плазмы и выходных характеристик излучения. Основные отличия от аналогичных моделей заключаются в том, что:

- более строго рассмотрена реабсорбция излучения в условиях неоднородной плазмы, учтено большое число уровней и спектральных линий;

- для ЛПМ коаксиальной геометрии, проработан вариант нульмерного приближения уравнений баланса возбуждённых атомов и баланса энергии электронов. Уточнён вид членов, описывающих диффузионное охлаждение электронов, а также диффузию заряженных и возбуждённых частиц.

  1. Развита методика учета реабсорбции спонтанного излучения в однородной и неоднородной плазме.

- Для цилиндрического и коаксиального объёма плазмы с однородным коэффициентом поглощения ko, представлены  новые  формулы, описывающие зависимость вероятности вылета фотона θ(r,koR)  от координаты r при любых оптических плотностях 109koR0.

- Получены новые аналитические выражения вероятности вылета фотона θ(x,koL), справедливые для плоского слоя плазмы  толщины L c неоднородным коэффициентом поглощения (ko(x)≠const).

- Предложена формула, аппроксимирующая численные значения эффективной “вероятности” вылета фотона θэф в усреднённых по объёму уравнениях баланса концентраций возбуждённых уровней (nk(х), ko(x)≠сonst).

  Полученные формулы для θ и θэф использовались нами в численных расчётах параметров ЛПМ и могут представлять самостоятельный интерес для решения других задач низкотемпературной плазмы.

  1. Для саморазогревного ЛПМ коаксиального типа разработаны аналитическая модель тепловых процессов и методика комплексного расчёта температуры рабочего тела и элементов конструкции с учётом лучистого теплообмена между коаксиальными цилиндрами. Расчётами показано, что использование разрядных камер с изолированной коаксиальной вставкой  позволяет повысить предельную вкладываемую мощность на порядок и выше по сравнению с обычными цилиндрическими камерами того же объёма в (10-20) л/м. 
  2. На основании численных экспериментов и анализа сделан ряд новых выводов о роли различных процессов в плазме, влияющих на характеристики ЛПМ в рассмотренных условиях (большие и средние энерговклады).

- Показано, что доля энергии спонтанного излучения может достигать значительных величин и заметно влиять на баланс энергии электронов  в релаксационный период и на температуру газа.

- Установлено, что рекомбинационный поток поддерживает высокие значения концентраций высоколежащих уровней, обусловливает появление вторых максимальных значений концентраций возбуждённых атомов в межимпульсный релаксационный период времени.

- Расчетная модель приводит к двум характерным временам спада концентраций метастабильных уровней меди nм,  к быстрому  ~10-6÷10-5 с и последующему медленному ~10-4 с. При этом  модель впервые описывает  появление вторых максимумов в зависимостях nм(t) в начале медленного спада, что наблюдалось и в ряде экспериментов. Показано, что эти максимумы связаны с интенсивным спонтанным и электронным заселением метастабильных уровней с верхних блоков (Ek5 эВ), которые в свою очередь заселяются за счет рекомбинационного потока.

Для снижения предимпульсных значений концентраций метастабильных уровней и электронов, в целях улучшения выходных характеристик ЛПМ рекомендуется вводить в рабочую смесь такие добавки, которые в период рекомбинации снимали бы возбуждение с верхних уровней атома меди.

  1. Представлены результаты расчёта характеристик излучения ЛПМ с коаксиальными разрядными камерами большого объёма ~ (3-20) л и небольшим зазором между цилиндрами  ~(1-3) см, при этом:

- показана принципиальная возможность достижения, одновременно,  высоких удельных характеристик генерации ~0,1 Вт/см3 и средней мощности излучения ЛПМ свыше 1 кВт;

- получены сравнительно высокие физические к.п.д до 4%, технические к.п.д. (1,5-2)% и более высокие (~10 кГц) оптимальные частоты следования импульсов по сравнению с обычными ЛПМ того же объёма (~20 л).

  1. Развита идея увеличения выходных характеристик ЛПМ за счёт создания быстрой прокачки, при которой среда полностью заменяется в камере за межимпульсный период.

- Рассмотрен и обоснован вариант осуществления  быстрой самопрокачки рабочего тела через камеру ЛПМ по замкнутому контуру  с использованием электрического  разряда,  возбуждающего среду  лазера  путём наложения внешнего магнитного поля перпендикулярно вектору тока. Представлена магнитогазодинамическая модель процесса самопрокачки.

- Численным методом показана возможность достижения в разрядной камере ЛПМ скоростей потока (250-500) м/с.

- Экспериментально продемонстрировано азимутальное вращение  рабочей среды в коаксиальной разрядной камере ЛПМ при наложении продольного магнитного поля перпендикулярно радиальному току накачки. При этом показано, что перемешивание рабочей среды в коаксиальной камере существенно увеличивает удельную мощность генерации.

  1. Предложен способ увеличения пиковой мощности импульсов излучения усилителей на парах меди с использованием особых многопроходных схем. Построена качественная физическая модель работы таких усилителей. Проведены экспериментальные исследования, в которых проверена справедливость этой модели.

- Впервые получен эффект увеличения пиковой мощности излучения (без существенного изменения средней мощности).

- Впервые по предложенной схеме успешно реализован двухпроходный вариант  усилителя на парах меди со средней мощностью излучения  22÷25 Вт.  Достигнута пиковая мощность импульсов  излучения в 305 кВт, что в 2,2 раза больше, чем пиковая мощность при обычном однопроходном усилении в канале с  тем же объёмом и  такой же мощностью накачки. 

- Разработана  схема четырёхпроходного усилителя на парах меди и создан экспериментальный макет.

  1. Проведён цикл экспериментальных исследований процессов усиления мощности и энергии импульса излучения в двухпроходной и четырёхпроходной схемах усилителя.

- Изучена зависимость величины усиления от амплитуды, формы и длительности импульса задающего генератора, от задержек усиливаемого импульса в блоках возврата. Прослежены характер и динамика усиления импульса от одного прохода к другому.

- Обнаружено, что в четырёхпроходном усилителе, при большом числе проходов импульса, усиление качественного пучка сдерживается конкурентным развитием  генерации из спонтанных затравок в “паразитном” резонаторе, образуемом поворотными зеркалами блоков возврата пучка.

Полученные результаты полезны для анализа и расчёта физических процессов, протекающих в многопроходных усилителях на парах меди.

  1. Проведён цикл экспериментальных исследование нелинейного преобразования частот излучения  ЛПМ (трубки ГЛ-201и LT-10Cu) с неустойчивым оптическим резонатором на кристаллах DKDP и ВВО. Осуществлена оптимизация оптических схем,  формирующих в нелинейном кристалле пучок с острой фокусировкой или параллельный пучок.

- Показано, что с параллельным пучком достигаются более высокие (в 1,5-2  раза) значения к.п.д. преобразования η и мощности ультрафиолета Wуф, чем в экспериментах с острой фокусировкой.

- Определена роль различных резонаторных пучков в процессе генерации УФИ. Показано, что наибольшие  значения Wуф и η  наблюдаются, когда через кристалл проходят и вместе участвуют в нелинейном преобразовании резонаторные пучки с минимальной и средней расходимостью.

- При полной мощности ЛПМ не более 20 Вт на кристалле DKDP достигнуты максимальные значения Wуф ~0,75 Вт и η~12 % (для ГСЧ, λ=0,271 мкм).

- На основе всех полученных результатов совместно с ООО “НПП “ВЭЛИТ” разработан и создан опытный образец промышленного лазера “KULON-10Cu-UV”, генерирующий излучение в видимом и УФ диапазоне

В целом, экспериментальные исследования генерации ультрафиолетового излучения (ГСЧ, ГВГ) с использованием ЛПМ небольшой полной мощности (до 20 Вт) обосновали и подтвердили возможность достижения практически значимых параметров (Wуф ~1 Вт и  η~10-15%).

  1. Для увеличения эффективности генерации УФИ с использованием лазерных активных элементов  небольшой мощности предложена новая  оригинальная схема источника “генератор - многопроходный усилитель - нелинейный кристалл”.

- Впервые реализована схема источника УФИ на базе двухпроходного усилителя на парах меди, импульсы генерации которого имели повышенную (в два раза) пиковую мощность.

- Проведён цикл исследований эффективности нелинейного преобразования излучения по предложенной схеме источника УФИ. Показано, что существенное увеличение эффективности η и мощности Wуф  обусловлено,  в основном, более высокой  пиковой мощностью (по сравнению с ЛПМ) и высоким качеством излучения усилителя.

- При уровне полной мощности излучения двухпроходного усилителя W19 Вт  с использованием нелинейных кристаллов DKDP, ВВО и цилиндрической оптики получены рекордные мощности УФ излучения (ГВГ и ГСЧ)  от 2,1 Вт до 3,6 Вт.

- На кристалле ВВО реализованы весьма высокие значения среднего к.п.д. преобразования η: для  ГВГ из зелёной линии - 27 % (λ=0,255 мкм) и  ГСЧ - 24 %  (λ=0,271 мкм).  Для ГВГ (λ=0,289 мкм) из жёлтой линии излучения достигнуто рекордное значение η - 44 %.

Представленные результаты говорят о перспективности создания эффективных источников ультрафиолетового излучения на базе лазерных многопроходных усилителей на парах меди с повышенной пиковой мощностью.

ОСНОВНЫЕ ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

  1. Батенин В.М., Бохан П.А., Бучанов В.В., Евтушенко Г.С., Казарян М.А., Карпухин В.Т., Климовский И.И., Маликов М.М.  Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов – 2 . Т.2 / Под ред. В.М. Батенина. - М.: ФИЗМАТЛИТ, 2011. – 610 с.
  2. Директор Л.Б., Маликов М.М., Сковородько С.Н., Фомин В.А., Шелков Е.М., Шпильрайн Э.Э.  Теплофизические характеристики коаксиальных камер лазеров на большие мощности // ТВТ. 1983. Т. 21. № 1. С. 162-166.
  3. Директор Л.Б., Карасёв А.В., Маликов М.М., Сковородько С.Н. Методика измерения температуры стенки в лазере на парах металлов // Приборы и техника эксперимента 1983. № 5. С. 191-192.
  4. Карасев А. В., Полищук И. Я., Маликов М.М., Фомин В. А.  О переносе резонансного излучения // ТВТ. 1985. Т. 23.  № 4. С. 807.
  5. Директор Л.Б., Качалов В.В., Маликов М.М., Сковородько С.Н., Фомин В.А. К вопросу о применении коаксиальных разрядных  камер  для ОКГ на парах металлов  // ТВТ. 1985. Т. 23. №1. С.193-195.
  6. Васильев Л.А., Герц В.Е., Директор Л.Б., Качалов В.В., Маликов М.М., Менделеев В.Я., Ратников Г.Е., Рязанский В.М., Сокол Г.Ф., Соколов А.В., Татаринцев Л.В., Фомин В.А., Шпильрайн Э.Э. Лазеры на парах меди с магнитным полем  // ТВТ. 1982. Т. 20. № 5. С. 995-997.
  7. Маликов М.М., Фомин В.А., Шевченко А.Л., Шпильрайн Э.Э.  Самопрокачка рабочего тела электроразрядного ОКГ на  парах металлов  //  ТВТ. 1985. Т. 23.  № 5.  С. 966-971.
  8. Директор Л.Б., Маликов М.М., Фомин В.А.  Реабсорбция излучения в неоднородной  низкотемпературной плазме  //  ЖТФ. 1987. Т. 57.  № 1. С.28-32.
  9. Директор Л.Б., Маликов М.М.  Баланс  энергии  электронов  и  возбуждённых атомов в плазме лазера на парах меди  //  ТВТ. 1989. Т. 27. №5.  С. 1036.  Деп. в ВИНИТИ, № 3571-В-89, 26 с. 30.05. (1989).
  10. Директор Л.Б., Маликов М.М., Фомин В.А. Расчёт параметров лазера на парах меди с коаксиальной разрядной камерой  // ТВТ. 1990. Т. 28.  № 3.  С. 427-432.
  11. Карпухин В.Т., Конев Ю.Б., Маликов М.М. ГСЧ излучения лазера на парах меди  // Оптика  атмосферы  и  океана. 1995. Т.8.  №11.  С. 1652-1657.
  12. Карпухин В.Т., Конев Ю.Б., Маликов М.М. Исследование суммирования частот лазера на парах меди  // Квантовая электроника. 1998. Т. 25.  № 9.  С. 809-813.
  13. Карпухин В.Т., Маликов М.М. Использование лазера на парах меди для получения ультрафиолетового излучения // Оптика атмосферы и океана. 1998. Т. 11.  № 2-3.  С.181-186.
  14. Карпухин В.Т., Климовский И.И., Маликов М.М., Марковец  В.В. Особенности работы генератора на парах меди и системы “Генератор на парах меди - УФ преобразователь” в режиме лазерного монитора  // Оптика атмосферы и океана. 1999. Т.12.  № 11.  С. 1064 – 1069.
  15. Карпухин В.Т., Маликов М.М. Нелинейное преобразование частот излучения лазера парах меди в сфокусированном и параллельном пучках  // ЖТФ. 2000. Т. 70.  № 4.  С. 87-89.
  16. Карпухин В.Т., Конев Ю.Б., Маликов М.М.  Использование  активной среды лазеров на самоограниченных переходах в схеме многопроходного лазерного усилителя  // Известия АН, серия физическая. 2002. Т. 66. № 7.  С. 934-938.
  17. Карпухин В.Т., Маликов М.М.  Генерация ультрафиолетового излучения по схеме многопроходный лазерный усилитель на парах меди – нелинейный кристалл  //  Квантовая электроника. 2003. Т. 33. № 5.  С. 416-418.
  18. Карпухин В.Т., Маликов М.М. Лазерный усилитель на самоограниченных переходах с повышенной пиковой мощностью импульса излучения  // Квантовая  электроника. 2003. Т. 33.  №5.  С. 411-415.
  19. Батенин В.М., Карпухин В.Т., Маликов М.М. Эффективная генерация суммарной частоты и вторых гармоник излучения с помощью  системы лазер на парах меди - двухпроходный усилитель  //  Квантовая электроника. 2005. Т. 35.  № 9.  С. 844-848.
  20. Карпухин В.Т., Маликов М.М. Двухпроходный лазерный усилитель на парах меди  с высокой пиковой мощностью  //  ЖТФ.  2005.  Т.75.  №10.  С.69-72.
  21. Карпухин В.Т., Маликов М.М.  Экспериментальное исследование многопроходных лазерных усилителей на парах меди  //  Квантовая электроника. 2008. Т. 38.  №12. С. 1121-1126.
  22. Лепёхин Н.М., Присеко Ю.С., Филиппов В.Г., Карпухин В.Т., Маликов М.М., Лябин Н.А., Чурсин А.Д. Энергетические характеристики излучения саморазогревного промышленного лазера  «KULON-10 Cu-M» //  Квантовая электроника. 2007.  Т. 37.  № 8.  С. 765-769.
  23. Батенин В.М., Карпухин В.Т., Лепёхин Н.М., Лябин Н.А., Маликов М.М., Присеко Ю.С., Филиппов В.Г., Чурсин А.Д.  Энергетические характеристики излучения лазера KULON-10Cu-UV  //  Квантовая электроника. 2009. Т. 39.  № 5.  С. 405-409.
  24. Батенин В.М, Карпухин В.Т.,  Лепёхин Н.М., Лябин Н.А., Маликов М.М, Присеко Ю.С., Филиппов В.Г., Гальетов М.В.  Промышленный лазер на парах меди с генерацией вторых гармоник и суммарной частоты KULON-10Сu-UV  //  Прикладная физика. 2009.  № 4.  С. 129-132.
  25. Кондратенко В.С., Лепёхин Н.М., Присеко Ю.С., Карпухин В.Т., Маликов М.М. Промышленный лазер на парах меди с генерацией вторых гармоник и суммарной частоты  серии KULON для прецизионных технологий.  //  Вестник МГУПИ  2009. Т. 17.  С. 124-131.
  26. Директор Л.Б., Карасев А.В., Маликов М.М.,  Менделеев В.Я., Рязанский В.Н., Сковородько С.Н., Фомин В.А.  Устройство для измерения температуры внутренних стенок рабочей камеры лазера на парах металлов  /  Авторское свидетельство СССР № 993710 от 01.10. 1982 г. Заявка № 2964662 от 15.07. 1980 г.
  27. Карпухин В.Т., Маликов М.М. Способ генерации импульсного лазерного излучения.  Патент РФ № 2197042 по заявке №2001104528 от 20.02.2001 г. // БИПМ. 2003. № 2.
  28. Карпухин В.Т., Маликов М.М.  Устройство для генерации импульсного лазерного излучения.  Патент РФ на полезную модель № 19612, по заявке № 2001110644 от 24.04.2001 г.  // БИПМ. 2001.  № 25.  С. 524. 
  29. Карпухин В.Т. Маликов М.М.  Устройство для нелинейного преобразования частот лазерного импульсного излучения.  Патент РФ на полезную модель № 22590, по заявке № 2001129954 от 08.11.2001 г.  //  БИПМ. 2002.  № 10.
  30. Директор Л.Б., Маликов М.М., Фомин В.А., Шпильрайн Э.Э.  Фи­зическая модель и расчет параметров плазмы и излучения импульсно-периодического разряда в смеси паров меди и неона.  Препринт ИВТАН  № 5–189, 51 с., (Москва, 1986).
  31. Директор Л.Б., Маликов М.М.  Физическая модель и методика расчёта параметров лазера на  парах  меди. Препринт ИВТАН  № 5-249, 52 с., (Москва, 1988).
  32. Батенин В.М., Карпухин В.Т., Маликов М.М.  Генерация ультрафиолета суммарной частоты 3,6 Вт и вторых гармоник излучения двухпроходного усилителя на парах меди мощностью менее 20 Вт  /  В сб. “Новые Российские Разработки в лазерной науке, технике, и технологии”, ред. чл.-корр. РАН Панченко В.Я., №1, с. 4-11,  (Калуга, 2005).
  33. Маликов М.М., Фомин В.А., Шевченко А.Л., Шпильрайн Э.Э.  Магнитогидродинамическая самопрокачка рабочего тела электроразрядного лазера / Тезисы докладов IV международной научной конференции “ Лазеры и их применение”, (ILA-4,1981), (ГДР, Лейпциг, 1981).
  34. Директор Л.Б., Маликов М.М., Фомин В.А.  Учёт реабсорбции излучения в неоднородной плазме  / В сб. тезисов докладов Всесоюзного семинара “Лазеры на парах металлов и их применение “, (РГУ, Ростов-на-Дону, 1985).
  35. Директор Л.Б., Маликов М.М. Спонтанное излучение и динамика концентраций  возбуждённых атомов в плазме лазера на парах меди  / В сб. тез. докл. VI Всесоюзной конф. “Оптика лазеров”, с.102, (ГОИ, Ленинград, 1990).
  36. Karpukhin V, Konev Yu., Malikov M.  Cu vapor laser UV frequency conversion in DKDP /  Proceeding of  Tenth International. Symposium on Gas Flow and Chemical  Lasers, v-2502,  pp. 172-177. SPIE,  Bellinghamp,  USA, 1994.
  37. Карпухин В.Т., Конев Ю.Б., Маликов М.М.  ГСЧ излучения лазера на парах меди  / Доклад на II Международной конференции ИЛПАМ’95,  Программа, с. 16, (Томск, 1995).
  38. Карпухин В.Т., Маликов М.М.  Использование лазера на парах меди для получения ультрафиолетового излучения / Доклад на III Международной конференции ИЛПАМ’97,  Программа, с.21. (Томск, 1997).
  39. Карпухин В.Т., Маликов М.М.  Сравнительные характеристики нелинейного преобразования частот излучения лазера на парах меди в сфокусированном и параллельном пучке  / В сб. тезисов докладов  Всероссийского симпозиума “Лазеры на парах металлов и их применение”, Новороссийск, 1998, стр.12, (РГУ, Ростов-на-Дону, 1998).
  40. Karpukhin V., Klimovskii I., Malikov M., Markovets V.  Operating Features of a CVL Oscillator and a CVL Oscillator – UV Converter System as a Laser Monitor / IV International Conference “Atomic and Molecular Pulsed Lasers” (AMPL’99), Program, p.39. (Tomsk, Russia, 1999).
  41. Карпухин В.Т., Конев Ю.Б., Маликов М.М.  Использование  активной среды лазеров на самоограниченных переходах в схеме многопроходного лазерного усилителя  / В сб. тезисов докладов на VII Международной конференции. «Лазерные и лазерно-информационные технологии:  фундаментальные проблемы и приложения».  Программа и аннотации, 2001, Владимир-Суздаль. Под ред. В.Я. Панченко, В.С. Голубева. - ИПЛИТ  РАН, Шатура - ВлГУ, Владимир, 2001, стр.18, ISBN 5-89368-254-8.
  42. Карпухин В.Т., Маликов М.М.  О возможности создания лазерных усилителей на самоограниченных переходах с повышенной амплитудой импульса излучения  /  В сб. тезисов докладов симпозиума «Лазеры на парах металлов» (ЛПМ-2002), Лоо, с. 27, (РГУ, Ростов-на-Дону, 2002).
  43. Карпухин В.Т., Маликов М.М.  Источник ультрафиолетового излучения на базе многопроходного лазерного усилителя  на парах меди и нелинейного кристалла  / В Сборник тезисов докладов симпозиума “Лазеры на парах металлов” (ЛПМ-2002), Лоо, с. 29, (РГУ, Ростов-на-Дону, 2002).
  44. Карпухин В.Т., Маликов М.М. Исследование многопроходного лазерного усилителя на парах меди  /  В сб. тезисов докладов симпозиума «Лазеры на парах металлов» (ЛПМ-2004), Лоо, с. 44, (Ростов-на-Дону, 2004).
  45. Карпухин В.Т., Маликов М.М.  Эффективная генерация УФ излучения с использованием многопроходного усилителя на парах меди.  / В сб.  тезисов докладов симпозиума “Лазеры на парах металлов” (ЛРМ-2004), Лоо, с.43, (РГУ, Ростов-на-Дону, 2004).
  46. Карпухин В.Т., Леонов П.Г., Маликов М.М.  Экспериментальное исследование двухпроходных и четырёхпроходных лазерных усилителей на парах меди / В сб. тезисов докладов симпозиума «Лазеры на парах металлов» (ЛПМ-2006), Лоо, с.46, (РГУ, Ростов-на-Дону, 2006).
  47. Лепёхин Н.М., Присеко Ю.С., Филиппов В.Г., Карпухин В.Т., Маликов М.М., Лябин Н.А., Чурсин. А.Д. Исследование энергетических характеристик промышленного лазера серии «KULON» с каналом высокоскоростной импульсной модуляции   В сб. тезисов докладов симпозиума “Лазеры на парах металлов” (ЛРМ-2006), Лоо, с.7, (РГУ, Ростов-на-Дону, 2006).
  48. Лепёхин Н.М., Присеко Ю.С., Филиппов В.Г., Карпухин В.Т., Маликов М.М., Лябин Н.А., Чурсин А.Д. Параметры излучения промышленного лазера “KULON-10 Cu-M” в режиме высокоскоростной импульсной модуляции  / XVIII Международная конференция “Лазеры в науке, технике, медицине”, 2007, Адлер. В сб. науч. трудов, ред. В.А. Петров, т.18, стр. 39-42, (BMSTU&MNTORES  Proceedings, М.: 2007).
  49. Батенин В.М., Карпухин В.Т.,  Лепёхин Н.М.,  Лябин Н.А., Маликов М.М.,  Присеко Ю.С., Филиппов В.Г., Чурсин А.Д.  Источник ультрафиолетового излучения  “KULON-10 Cu-UV” на базе промышленного серийного лазера  на парах меди  /  XIX Международная конференция “Лазеры в науке, технике, медицине”, 2008, Адлер. В сб. науч. трудов, ред. В.А. Петров, т.19, с. 14-18, (BMSTU&MNTORES  Proceedings, М.: 2008).
  50. Климовский И.И., Маликов М.М.  Ретроспектива исследований и разработок лазеров на парах меди: надежды и результаты  /  В сб. тезисов докладов симпозиума “Лазеры на парах металлов” (ЛРМ-2008), Лоо, с.54, (РГУ, Ростов-на-Дону, 2008).
  51. Батенин В.М., Карпухин В.Т., Лепёхин Н.М., Лябин Н.А., Маликов М.М., Присеко Ю.С., Филиппов В.Г.  Характеристики излучения промышленного лазера ультрафиолетового диапазона серии KULON  /  В сб. тезисов докладов симпозиума “Лазеры на парах металлов” (ЛРМ-2008), Лоо, с.7, (РГУ, Ростов-на-Дону, 2008).
  52. Батенин В.М., Карпухин В.Т., Лепёхин Н.М., Маликов М.М., Присеко Ю.С., Филиппов В.Г., Гальетов М.В. Энергетические характеристики излучения видимого и ультрафиолетового диапазонов лазера Kulon-10Сu-UV  для дистанционного зондирования  атмосферы  /  Сборник  научных трудов 6й конференции "СИСТЕМЫ ДЗЗ'2009", Адлер, с. 273-276. (BMSTU&MNTORES Proceedings, М.: 2009)

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

  1. Walter W.T., Solimene N., Piltch M., Gould G. //  IEEE J. Quantum Electronics.1966. V. QE-2. №9.  P. 474-479.
  2. Петраш Г.Г. Импульсные газоразрядные лазеры  // УФН. 1971. Т. 105. № 4.  С. 645-676.
  3. Петраш Г.Г. Импульсные лазеры на парах металлов и их соединений: проблемы и перспективы  // Известия вузов. Физика. 1999.  № 8. С. 18-22.
  4. Little C.E. Metal Vapor Lasers: Physics, Engineering and Applications.  J. Wiley and Sons Ltd, Chichester (UK), 1999, - 620 p.
  5. Батенин В.М., Бойченко А.М., Бучанов В.В., Казарян М.А., Климовский И.И., Молодых Э.И.  Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов -2. Т.1 / Под ред. В.М. Батенина. – М.: ФИЗМАТЛИТ, 2009. - 544 с.
  6. Исаев А.А., Казарян М.А., Петраш Г.Г.  //  Письма в ЖЭТФ.1972. Т. 16.  №1.  С. 40-42.
  7. Григорьянц А.Г., Казарян М.А., Лябин Н.А. Лазеры на парах меди. - М.: Физматлит, 2005. - 312 с.
  8. Kushner M.J., Warner B.E.  // J. Appl. Phys. 1983. V. 54.  № 6. P. 2970-2982.
  9. Chang J.J., Warner B.E., Boley C.D. and Dragon E.P. / In Pulsed Metal Vapour Lasers,  Little C.E., Sabotinov N.V., Eds, Dordrecht: NATO ASI Series,  Kluwer Academic Publishers, 1996, pp. 101-112. 
  10. Исаев А.А, Казарян М.А., Петраш Г.Г., Раутиан С.Г., Шалыгин А.М. // Квантовая электроника. 1977. Т. 4. №6. С. 1325-1335.
  11. Голант В.Е., Жилинский А.П., Сахаров С.А. Основы физики плаз­мы. - М.: Атомиздат, 1977. 
  12. Дьячков Л. Г., Кобзев Г. А.  //  ЖТФ. 1978. Т. 48.  № 11. С. 2343-2346.
  13. Биберман Л.М., Воробьев B.C., Якубов И.Т.  Кинетика неравновесной низкотемпературной плазмы.  - М.: Наука, 1982.
  14. Карасев А. В., Полищук И. Я., Маликов М.М., Фомин В. А.  //  ТВТ. 1985. Т. 23.  № 4.  С. 807-809.
  15. Исаев А.А., Казарян М.А., Петраш Г.Г.  //  Квантовая электроника. 1973.  Т. 18.  № 6.  С. 112-115.
  16. Батенин В.М., Запесочный И.П., Кельман В.А., Климовский И.И. ., Селезнёва Л.А., ФучкоВ.Ю. Радиальные неоднородности параметров плазмы в межимпульсный период саморазоргевного лазера на парах меди. Препринт ИВТАН, N 5-210. - М.: 1987, 32 с. 
  17. Батенин В.М., Бурмакин В.А., Вохмин А.А, Евтюнин А.И., Климовский И.И., Лесной М.А., Селезнёва Л.А. // Квантовая электроника. 1977. Т. 4. № 7.  С. 1572-1575.
  18. Бохан П.А., Герасимов В.А., Соломонов В.И., Щеглов В.Б. // Квантовая электроника. 1978. Т. 5.  №10.  С. 2162-2173.
  19. Бабейко Ю.А., Васильев Л.А., Орлов В.К., Соколов А.В., Татаринцев Л.В. Лазерная генерация паров меди в радиально-поперечном разряде.  //  Квантовая электроника. 1976. T. 3.  № 10.  C. 2303-2304.






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.