WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


На правах рукописи

ЯСТРЕМСКИЙ Аркадий Григорьевич

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПРОСТРАНСТВЕННАЯ СТРУКТУРА РАЗРЯДОВ В СМЕСЯХ ГАЗОВ С HCl И SF6

01.04.13 - электрофизика, электрофизические установки

АВТОРЕФЕРАТ

Диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Томск – 2008

Работа выполнена в Институте сильноточной электроники СО РАН Научный консультант доктор физико-математических наук профессор Бычков Юрий Иванович

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук профессор Козырев Андрей Владимирович доктор физико-математических наук профессор Осипов Владимир Васильевич доктор физико-математических наук Фирсов Константин Николаевич

Ведущая организация: Институт лазерной физики СО РАН, г. Новосибирск

Защита состоится 14 октября 2008 г. в 15 часов на заседании диссертационного совета Д 003.031.02 в Институте сильноточной электроники СО РАН (634055, г. Томск, пр. Академический 2/3).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института сильноточной электроники СО РАН

Автореферат разослан «_____» _____________ 2008 г.

Ученый секретарь диссертационного совета доктор технических наук Г.Ю. Юшков

Общая характеристика работы

Работа посвящена исследованию физических процессов в однородных и неоднородных разрядах накачки XeCl лазеров и разрядах в смесях газов на основе SF6 при концентрации электронов до ne 1016 см-3, плотностях мощности накачки до 15 МВт/см3 (в смесях с HCl), и до 200 МВт/см3 (в смесях газов на основе SF6).

В диссертационной работе методами компьютерного моделирования исследуется кинетика процессов, определяющих каналы накопления, передачи и преобразования энергии в разрядах накачки XeCl лазеров и разрядах в смесях газов на основе SF6, а также кинетика процессов, определяющих механизмы изменения пространственной структуры таких разрядов.



Актуальность тематики исследования. Для решения большого круга задач модификации материалов, фотолитографии, лазерного разделения изотопов, лазерного химического синтеза, получения особо чистых материалов требуется создание лазеров с широким диапазоном характеристик излучения. В том числе с большой энергией и мощностью импульса излучения, с высокой эффективностью, а также с излучением разной длины волны. Наиболее перспективными источниками когерентного излучения с длиной волны в ультрафиолетовой области спектра являются эксимерные лазеры, интерес к которым не ослабевает на протяжении последних нескольких десятилетий.

Актуальность исследования свойств разряда в смесях газов на основе SFобусловлена широким использованием смесей на основе данного газа в электронной и коммутационной аппаратуре, в импульсных электроразрядных HF/DF лазерах, которые являются перспективными источниками когерентного излучения в диапазоне длин волн 2.4—3.2 мкм.

Первые успешные эксперименты по генерации излучения в лазерных системах на основе эксимерных молекул были проведены в группе Басова Н.Г. в 1970 г.

[1,2]. В 1975 г. Ewing J.J. и Brau C.A [3] создали первый XeCl лазер с накачкой электронным пучком. В 1977 г. Ищенко В.И., Лисицын В.Н. и Ражев A.M. [4] впервые получили генерацию в XeCl лазере с накачкой электрическим разрядом. В 1971г. T.J. Jacobcon и J.H. Kimpbell [5] впервые получают генерацию на колебательных переходах молекулы HF при возбуждении разрядом смеси С3Н8/Не/SF6 = 1/400/12. В 1973 году H. Pummer с соавторами [6] увеличивают плотность энергии генерации в HF лазере до 3 Дж/л при эффективности относительно запасенной энергии 3.8 %. Экспериментальные работы, последовавшие далее, были направлены на поиск условий увеличения энергии и мощности излучения, минимизации потерь энергии.

Наиболее традиционным было использование двухконтурной схемы питания.

На таких схемах питания созданы лазеры с длительностью импульса излучения 30 нс [7-10]. Попытки увеличить длительность импульса излучения и энергию накачки приводили к появлению плазменных каналов и ухудшению эффективности лазеров.

Одним из способов улучшения однородности разряда, повышения энергии излучения и эффективности XeCl лазера, является увеличение скорости нарастания тока разряда. Использование магнитных ключей позволило Witteman W. J с соавторами [11,12] и Letardi T. с соавторами [13] получить плотность энергии излучения (3 - 4.2) Дж/л с КПД (3 - 3.8)%. В работах Г.А. Месяца, В.Ф. Тарасенко с соавторами [14,15] увеличение скорости роста разрядного тока достигнуто благодаря использованию полупроводниковых прерывателей тока, что позволило получить плотность энергии излучения 2 Дж/л при КПД 4% [15] и длительности импульса более 100 нс.

В 1987 г Lacour В. и Vannier C [16] для накачки XeCl лазера предложили использовать режим с инициированием разряда рентгеновским излучением. Такой подход позволил минимизировать индуктивность разрядного контура, что позволило увеличить скорость роста разрядного тока. При таком режиме возбуждения Puech V. с соавторами [17] получили удельную энергию излучения в электроразрядном XeCl лазере - 7.6 Дж/л при эффективности 2.9% и длительности импульса излучения 50 нс на полувысоте. В работе [45] сообщается о получении лазерного излучения с плотностью энергии 10 Дж/л.

Для многих приложений необходим частотный режим генерации. В настоящее время в группах Lacour В., Witteman W.J., Борисова В.М, а также фирмой SOPRA созданы частотные XeCl лазеры со средней мощностью (0.5 -1) кВт [18-21].

Наряду с развитием экспериментальной техники развивались и методы математического моделирования. Наиболее точные модели XeCl лазера, были созданы в группах Puech V. [17] и Botticher W. [22]. При этом, что очень важно, большое внимание уделялось постановке экспериментов, направленных на проверку моделей. Однако моделирование, как правило, проводилось в узком диапазоне начальных условий, без детального анализа кинетических процессов.

Поэтому максимально возможные величины плотности энергии, мощности излучения и эффективности, определяемые кинетикой процессов в активной среде, оставались неизвестными. Для этого были необходимы более детальные исследования кинетики процессов в плазме пространственно однородных разрядов, исследования процессов передачи энергии на верхние лазерные уровни, и определение каналов неизбежных потерь энергии в широком диапазоне начальных условий.

Важной проблемой на пути повышения мощности генерации является образование в разрядном промежутке плазменных каналов. Качественную модель развития таких каналов в разрядах накачки XeCl лазера в 1986 г. предложили Coutts J. и Webb C. E. [23]. Согласно этой модели, причиной развития плазменных каналов с высокой проводимостью может быть неоднородное выгорание галогеносодержащих молекул HCl. Однако количественной математической модели развития таких каналов в объемных разрядах в смесях газов с HCl не существовало.

Разработка эффективных методов подавления развития плазменных каналов с высокой проводимостью требует исследования процессов, ответственных за формирование и развитие плазменных и искровых каналов в таких разрядах. В этой связи, наряду с экспериментальными методами исследования, эффективным является использование методов математического моделирования.

Для исследования пространственной структуры разряда в направлении, перпендикулярном силовым линиям электрического, поля были созданы модели параллельных сопротивлений [25-27], в которых напряженность электрического поля и концентрации всех частиц в направлении анод – катод, и по длине разрядного промежутка постоянны. Такие модели использовались при исследовании влияния формы электродов на пространственные и энергетические характеристики разряда и эффективность лазеров [28-30].

При исследовании процессов формирования и развития плазменных каналов эффективным является использование 2D моделей. Такие модели созданы Turner M. M в 1992 [31], Simon G., и Botticher W в 1994 г.[27] и Akashi H. с соавторами в 1999 г. [32]. Однако в этих работах использована упрощенная модель кинетики, что существенно уменьшает время расчета и его точность, ограничивает область ее применения. На момент начала диссертационной работы не было 2D модели разряда в смеси инертных газов с галогеном, которая бы обеспечивала необходимую точность расчетов при концентрации электронов до1016 см-3.

Объемные разряды в смесях газов на основе SF6. Основной областью применения таких разрядов являются электроразрядные нецепные HF лазеры.

Значительный прогресс в создании таких лазеров был достигнут в последние годы.

В группе V. Puech [33,40,44] в электроразрядном нецепном HF лазере получено излучение с эффективностью 8% и удельной энергией 9.6 Дж/л. В работах Фирсова К. Н. с соавторами [34,36-39] в лазерах с инициированием накачки электрическим разрядом, получена энергия излучения сотни джоулей в импульсе в том числе и на установках без источника предыонизации. При размерах активной области 2720100 см3 была получена энергия излучения в импульсе 400 Дж при КПД 4% (HF) и 312 Дж при КПД 3% (DF). В работе В. Ф. Тарасенко с соавторами [35] сообщается о получении генерации с эффективностью 10% относительно вложенной энергии и 4% относительно запасенной энергии.

Для HF лазеров актуальной задачей также является обеспечение пространственной однородности разряда. Для решения этой задачи необходимо более детально исследовать механизмы развития пространственных неоднородностей разряда, и влияние на них начальных условий. Действие таких механизмов приводит к формированию плазменных каналов, расширению либо сужению разряда в условиях неоднородного распределения электронов предыонизации, либо напряженности электрического поля. Эффект изменения ширины наблюдался К. Н.Фирсовым с соавторами [36-39], в нашей лаборатории [43], а также V. Puech с соавторами [44]. В [38], при исследовании разряда в смесях SF6 с добавками С2H6, обнаружен также эффект колебаний плотности разрядного тока. Механизм изменения ширины разряда, и механизм формирования плазменных каналов в смесях на основе SF6 были до конца непонятны, и требовали дальнейшего детального исследования.

На момент начала диссертационной работы 2D модели разряда в смесях газов на основе SF6, которая могла бы объяснить данные эффекты, не существовало.

Наиболее полной была 0D модель объемного разряда в смесях газов на основе SF6, представленная в работе [40]. Однако, для расчетов в области высоких плотностей тока и концентраций электронов, модель требовала доработки кинетики.

Целью диссертационной работы является исследование кинетики процессов в пространственно однородных и неоднородных разрядах в смеси Ne/Xe/HCl и в смесях на основе SF6 в широком диапазоне начальных условий. Исследование закономерностей распределения поглощенной энергии в плазме газового разряда.

Исследование механизмов изменения пространственных характеристик плазмы и механизмов формирования плазменных каналов в таких разрядах.

Основные задачи

:

1. Создать пакет программ для расчета и анализа характеристик лазеров, кинетики процессов в пространственно однородной (0D) и неоднородной (1D и 2D) плазме газового разряда в смесях газов с HCl и SF6.

2. Исследовать кинетику процессов возбуждения, ионизации, прилипания, рекомбинации и образования эксимерных молекул XeCl** на верхних колебательных уровнях.

3. Исследовать влияние процессов колебательной релаксации молекул XeCl** на эффективность XeCl лазера.

4. Выявить механизм потерь энергии в разряде. Определить максимальную энергию излучения, эффективность XeCl лазера и возможность их получения.

5. Определить основные процессы, влияющие на развитие плазменных каналов с высокой проводимостью в газовых смесях Ne/Xe/HCl.

6. Исследовать кинетические процессы в пространственно однородном разряде в SF6 в широком диапазоне мощности накачки.

7. Исследовать процессы, влияющие на изменение пространственных характеристик разряда в SF6 при однородном распределении напряженности электрического поля E и неоднородном распределении электронов предыонизации.

8. Исследовать влияние добавки C2H6 на кинетические процессы в газовой смеси SF6/C2H6.

8. Исследовать механизм образования и развития плазменных каналов в условиях пространственно неоднородного распределения напряженности электрического поля и однородного распределения концентрации электронов предыонизации в разрядах в SF6.

Защищаемые научные положения 1. В оптимальных режимах накачки XeCl-лазера потери энергии в тепло при рекомбинации электронов и ионов, конверсии ионов Xe+ в NeXe+, тушении возбужденных Xe*, HCl(v) и HCl* составляют ~50% от энергии накачки.

Оставшаяся энергия передается молекулам XeCl**. Потери энергии при релаксации молекул XeCl** на нижние уровни равны ~30%. Снизить потери энергии указанных видов не представляется возможным. Оставшейся потери, энергии (~20%) обусловлены тушением молекул XeCl*. Потери этого типа можно регулировать выбором начальных условий.

2. В диапазоне мощности накачки (0,5 6,0) МВт/см3 и длительности импульса (20 150) нс, максимальная эффективность генерации реализуется при мощности накачки ~ 0,5 МВт/см3 (концентрация электронов ~1015 см-3), которая создает активную среду с достаточным усилением при минимальных потерях энергии в процессах тушения XeCl* молекул. Одновременное увеличение начальной концентрации HCl(0) и мощности накачки повышает энергию излучения и снижает эффективность лазера, что связано с усилением процессов тушения эксимерных молекул XeCl* электронами и молекулами HCl 3. Повышенная напряженность электрического поля Е в локальной области разрядного промежутка увеличивает частоту ионизации и создает неоднородное распределение электронов, при котором распределение поля выравнивается. Дальнейшее развитие плазменного канала определяется увеличением частоты ступенчатой ионизации в областях с большей концентрацией электронов. Выгорание HCl снижает прилипание и ускоряет развитие канала. При развитии двух каналов, расположенных на малом расстоянии, ток канала с малой концентрацией электронов переключается в канал с большей концентрацией электронов.

4. Для разрядов в SF6 и SF6/C2H6 частоты ионизации и прилипания много больше их разницы и много больше частоты рекомбинации ионов, поэтому концентрация электронов оказывается значительно меньше концентрации ионов. В смеси SF6 /C2H6 более низкий потенциал ионизации C2H6 изменяет соотношение частот ионизации и прилипания, по сравнению с разрядом в SF6.

Это качественно изменяет характеристики плазмы. В SF6 при росте тока напряжение на плазме монотонно снижается. В SF6/C2H6 напряжение на плазме остается неизменным, или повышается, в зависимости от концентрации C2H6.

5. При неоднородном начальном распределении электронов и однородном распределении поля как в SF6, так и в смеси SF6 /C2H6, развитие разряда до ne 2.01013 см-3 происходит без изменения пространственного распределения концентрации электронов. При дальнейшем развитии разряда:

• В SF6, в областях с большей концентрацией электронов частота ступенчатой ионизации становится больше частоты прилипания к SF6(v), что ведет к образованию плазменного канала. Одновременно, в областях с меньшими значениями ne, разряд гаснет.

• В смеси SF6/C2H6 частота прилипания электронов к SF6(v) больше частоты ступенчатой ионизации. Поэтому, рост концентрации электронов, в области больших ne, прекращается, а в области меньших значений ne продолжает увеличиваться.

6. В разряде в SF6 при одновременном развитии одного или нескольких плазменных каналов и разряда, однородного в остальной части объема, изменение тока, протекающего через плазменный канал, происходит в виде колебаний во времени. Колебания тока в канале обусловлены колебаниями частот прилипания и ионизации, и не изменяют монотонный характер нарастания и спада суммарного тока.

Научная ценность и новизна результатов Следующие результаты были получены впервые в ходе выполнения настоящей диссертационной работы:

1. Показано, что в разрядах в смесях Ne/Xe энергия образования электронионной пары в начальной стадии разряда составляет i0 500 эВ. При увеличении концентрации возбужденных атомов до Xe* 1015 см-3 энергия образования электрон-ионной пары уменьшается до i 2 эВ.

2. В плазме разряда накачки XeCl лазера определены пути и закономерности преобразования поглощенной энергии в энергию лазерного излучения и в тепло в широком диапазоне мощностей накачки (0.5 – 6 ) МВт/см3, длительностей импульса излучения (20 - 150 ) нс и плотности вложенной энергии (50 - 350) мДж/см3. Обосновано предельное значение удельной энергии излучения при увеличении концентрации HCl в активной среде.

3. Обоснован механизм формирования плазменного канала при неоднородном начальном пространственном распределении напряженности электрического поля и концентрации электронов в смесях Ne/Xe/HCl и в смесях на основе SF6. В основе механизма лежит совместное взаимное влияние пространственного распределения поля Е и концентрации электронов на распределение скоростей образования и гибели электронов, ионов и возбужденных частиц плазмы.

4. В разряде в SF6, частоты прямой и ступенчатой ионизации становятся сравнимы при концентрации электронов ne > 1013 см-3 и плотности разрядного тока более j > 200 А/см2.

5. При плотности вложенной мощности P 1 МВт/см3 концентрация положительно и отрицательно заряженных ионов существенно превышает концентрацию электронов.





6. Изменение неоднородного пространственного распределения электронов в разрядах в SF6 и в смесях SF6/C2H6 происходит при концентрации электронов ne > 1013 см-3 и определяется процессами ступенчатой ионизации и прилипания электронов к колебательно возбужденным молекулам SF6(v), частоты которых зависят от концентрации электронов и плотности вложенной мощности.

7. В разряде в SF6 при одновременном развитии одного или нескольких плазменных каналов и однородного разряда, площадь которого больше площади каналов, изменение во времени ne(t) и плотности мощности в каналах происходит в виде затухающих колебаний. При этом колебания тока в каналах и в однородном разряде не изменяют монотонный характер нарастания и спада суммарного тока.

Научная ценность перечисленных результатов обусловлена тем, что они дают новые знания о механизме формирования плазменных каналов, о процессах преобразования и передачи вложенной энергии в разрядах в смесях Ne/Xe/HCl и в смесях на основе SF6. Разработанный пакет программ позволяет моделировать электроразрядные газовые лазеры, газовые разряды и проводить анализ кинетики процессов в пространственно однородных и неоднородных разрядах.

Достоверность результатов диссертационной работы Достоверность полученных результатов подтверждается систематическим характером исследований, согласием зависимостей от времени расчетных значений тока разряда, напряжения на плазме, характеристик лазерного излучения и пространственных характеристик разряда с результатами экспериментов, полученных в работах других авторов, в широком диапазоне изменения мощности накачки, давления и состава газовой смеси, длительности импульса, вложенной энергии и плотности тока.

Личный вклад автора В представленных в диссертационной работе результатах автор внес определяющий вклад в постановку задач исследований, проведение расчетов и анализ полученных результатов. Все оригинальные программные продукты, используемые в данной работе, разработаны автором лично. Исследование роли процесса ступенчатой ионизации в разрядах в SF6 выполнено автором при участии профессора Puech V., доктора Lacour B., д.ф.-м.н. Бычкова Ю. И. и к.ф.-м.н.

С.Л. Горчакова. Исследования кинетики процессов в разрядах накачки XeCl лазеров и в смесях на основе SF6 выполнено автором при участии д.ф.-м.н. Ю. И.

Бычкова и к.ф.-м.н. С.А.Ямпольской. Исследования пространственно неоднородных разрядов в смесях на основе SF6 выполнены автором при участии д.ф.-м.н. Ю.И.Бычкова. Фамилии других соавторов, принимавших участие в отдельных направлениях исследований, указаны в списке основных публикаций по теме диссертации. Все результаты, составляющие научную новизну диссертации и выносимые на защиту, получены автором лично.

Практическая ценность работы 1. Результаты исследования процессов кинетики разряда в смесях Ne/Xe/HCl были использованы при разработке электроразрядных лазеров в лаборатории газовых лазеров ИСЭ СО РАН.

2. Результаты численного исследования кинетики процессов в SF6 и в смесях SF6 с углеводородами позволяют выбрать оптимальные параметры электрической цепи, пространственные характеристики разрядной камеры и электродов для формирования пространственно однородного разряда накачки HF лазеров с необходимыми характеристиками.

3. Полученные результаты являются физической основой для разработки инженерных методов расчета конкретных лазерных систем.

Публикации и апробация результатов Основные публикации по теме диссертации опубликованы в 42 работах и докладывались на 16 международных и всесоюзных конференциях:

Международной конференции Лазер 79 (США, 1979); Оптика Лазеров (Ленинград,-1993); IV Всесоюзная конференция по физике низкотемпературной плазмы (Киев, 1975); II Всесоюзный семинар по сильноточной электронике (Томск, 1978); III международный семинар по KrF технологиям ( Англия,1992); – 7 Международные конференции Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул (Томск); XXVI Международная конференция по явлениям в ионизованных газах (Грейфсвальд, Германия 2003); XIV Симпозиум по сильноточной электронике (Томск, 2006 г.); 6 Росcийско - Китайский симпозиум по лазерной физике и лазерным технологиям (Томск, 2000); VII Росcийско - Китайский симпозиум по лазерной физике и лазерным технологиям (Томск, 2004 г.); Оптика Лазеров (Санкт Петербург, 2006 г.); XV международном симпозиуме “Мощные газовые и химические лазеры “, (Прага 2006 г.); 13 Международной конференции по методам аэрофизических исследований, (Новосибирск, 2007 г.); Международной конференции по физике газоразрядной плазмы, (Томск 2007 г.) Структура и объем диссертации.

Диссертация включает введение, семь глав, заключение, приложение и список литературы из 193 наименований. Объем диссертации составляет 212 страниц, число рисунков 107.

Краткое содержание диссертации Во введении показана актуальность темы диссертационной работы, а также сформулированы положения, выносимые на защиту. Дан краткий обзор современного состояния работ по электроразрядным XeCl и HF лазерам.

Рассмотрены основные проблемы на пути увеличения энергетических характеристик и эффективности лазерных систем.

Глава 1 посвящена обзору литературы. Приведены наиболее важные экспериментальные и теоретические работы, выполненные по теме диссертации.

На основе анализа литературных данных обоснованы основные направления и задачи исследования пространственно однородных и неоднородных электрических разрядов накачки XeCl лазеров и разрядов в смесях газов на основе SF6.

Глава 2 посвящена исследованию процессов преобразования и распределения плотности мощности в объемном разряде в смесях Ne/Xe и Ne/Xe/HCl методами математического моделирования.

Описана численная модель, которая включает: 1. уравнения баланса для концентраций частиц плазмы, 2 – уравнение Больцмана для функции распределения электронов по энергии, 3 – уравнения электрической цепи, 4 – уравнения, описывающие формирование лазерного излучения в резонаторе.

Для решения уравнения Больцмана впервые использован метод «взвешенных невязок», который обеспечивает необходимую точность при небольших затратах расчетного времени. Для формирования и решения уравнений электрической цепи использованы алгоритмы автоматизации расчета электрических цепей. Создан пакет программ, который позволяет: 1 - менять конфигурацию и параметры электрической цепи, 2 - менять набор уравнений кинетики, константы и сечения взаимодействия электронов с атомами и молекулами среды, 3 - изменять параметры разрядного промежутка и резонатора, 4 - проводить расчеты характеристик разрядной плазмы и параметров излучения XeCl и других газовых лазеров, 5 – проводить анализ частот и скоростей кинетических процессов.

Тестирование модели и все расчеты проводились в широком диапазоне начальных условий без подгоночных параметров и без изменения констант и сечений взаимодействия электронов и частиц плазмы. Показано хорошее согласие расчетных данных с результатами эксперимента во всем диапазоне граничных условий.

В работе исследовалась кинетика процессов образования и гибели электронов и возбужденных частиц плазмы в пространственно однородном разряде в смесях Ne/Xe/HCl. Зависимости от времени плотности мощности, теряемой и приобретаемой электронами в различных столкновениях, приведены на рис.1. При 11A Б (U*I)/V (U*I)/V 10-10-10-10-10-5 10-10-2,6 2,8 3,0 3,2 3,2,62,83,03,Время, мкс Время, мкс Рис. 1. Зависимости от времени плотности мощности, передаваемой в следующих реакциях:1 - прямая ионизация, 2 - ступенчатая ионизация, 3 - возбуждение Xe*, 4 – возбуждение HCl(v), 5 – электрон-ионная рекомбинации, сплошная линия – суммарная мощность, передаваемая на Xe+, пунктир - девозбуждение Xe*. А - Ne/Xe =1000/10. Б - Ne/Xe =1000/10/концентрации Xe* < 1013 см-3, более 90% плотности мощности накачки передается на возбужденные уровни Xe* и HCl* (кривые 3 и 4). При увеличении концентрации возбужденных атомов Xe до Xe* > 1014 см-3, в процессах девозбуждения Xe*, часть энергии возвращается электронам (пунктир). Доля плотности мощности, затраченной на ступенчатую ионизацию достигает 20 %.

Расчеты, проведенные в смесях Ne/Xe/HCl = 1000/10/0, 1000/10/1 и 1000/10/3, показали, что затраты плотности поглощенной мощности на ионизацию и возбуждение, зависят от относительной концентрации молекул HCl. При увеличении концентрации HCl увеличивается доля плотности мощности, А Б 2,0 2,5 3,0 3,1012 1013 1014 10Время, мкс NXe, см-* Рис.2. Зависимость энергии образования электрон-ионной пары i от времени – А и от концентрации возбужденных состояний Xe* - Б в смеси Ne/Xe/HCl =1000/10/X. 1 - X = 0; 2 – X = 1; 3 - X = 3.

затраченной на колебательное возбуждение этих молекул, и, соответственно, уменьшается доля плотности мощности затраченной на возбуждение Xe*. Что приводит к уменьшению скорости ступенчатой ионизации и увеличению скорости прилипания.

P x 10, Вт/см P x 10, Вт/см i , эВ Показателем доли плотности мощности, затраченной ионизацию, служит энергия образования электрон-ионной пары i. Чем больше i, тем меньшая доля поглощенной мощности расходуется на ионизацию. На рис. 2 приведены зависимости i от времени - А и от концентрации возбужденных атомов Xe* - Б.

Для смеси Ne/Xe (кривая 1) в начальной стадии разряда энергия i равна 500 эВ.

Уменьшение i начинается при ne (1011 - 1013) см-3 и концентрации Xe* 1013 см-3.

Минимальное значение энергии образования электрон-ионной пары при разряде в смеси Ne/Xe=1000/10 составляет i 2 эВ. При увеличении концентрации HCl доля энергии, расходуемой на возбуждение этих молекул, увеличивается, а доля энергии, расходуемой на ионизацию, уменьшается. В результате такого перераспределения мощности увеличивается минимальное значение энергии образования электрон-ионной пары.

Глава 3 посвящена исследованию кинетики процессов передачи энергии на верхние лазерные уровни молекулы XeCl, исследованию процессов, определяющих потенциальные возможности XeCl лазера.

Для исследования выбраны 3 режима, отличающиеся плотностью вложенной энергии, длительностью импульса накачки и плотностью энергии генерации.

В п.3.1 приводятся результаты исследования XeCl лазера с плотностью энергии накачки 50 Дж/л и длительностью импульса Т 150 нс по основанию [15]. Во всей области изменения зарядного напряжения (25 кВ - 36 кВ), расчетные осциллограммы тока и напряжения на плазме, расчетные значения энергии излучения и эффективности XeCl лазера хорошо совпадают с результатами экспериментов. При зарядном напряжении 36 кВ вложенная энергия равна 25 Дж. 45 % этой энергии поступает на верхние колебательные уровни молекулы XeCl**.

А 2.8 Б 10 2.8 2 2.1.1.4 0.8 4 8 12 16 4 8 12 Pн, МВт/см3 Pн, МВт/смРис.3. Зависимость удельной энергии излучения – А и эффективности – Б от плотности мощности накачки для смесей Ne/Xe/HCl: 1 – 1000/5.0/0.85, 2 – 1000/5/1.7, 3 – 1000/5/3.4. 3 - U = 16 кВ ; 4 - U = 22 кВ Остальные 55% энергии преобразуются в тепло. Большая доля этой энергии (37% ) теряется при тушении возбужденных уровней Xe* и HCl* атомами и молекулами среды.

Результаты исследования XeCl лазера с удельной энергией накачки 100 Дж/л и длительностью импульса накачки 50 нс по основанию [7] также хорошо лаз E, мДж/см эффективность, % согласуются с данными эксперимента. Доля вложенной энергии, поступающая на верхние колебательные уровни молекулы XeCl, в этом режиме составляет 45 %.

До 64% этой энергии теряется в процессах VV и VT релаксации молекула XeCl** с верхних колебательных уровней на уровень XeCl(v-0).

В работе [17] получена удельная энергия генерации E 7.6 Дж/л. На сегодняшний день это один из лучших результатов. Поэтому представляет интерес исследование потенциальных возможностей данной системы. На рис. 3АБ приведены рассчитанные зависимости энергии излучения и эффективности от удельной мощности накачки. Из рисунка следует, что теоретически, кинетика процессов в плазме разряда накачки XeCl лазера дает возможность достигнуть плотности энергии генерации Е 10 Дж/л, при КПД 1.3 %. Дальнейшее увеличение концентрации HCl, при увеличении плотности мощности накачки, приводит к увеличению потерь энергии, и не дает прироста удельной энергии излучения.

Анализ результатов, полученных в данной главе, показывает, что в оптимальных режимах, при изменении плотности энергии накачки в интервале Е = (0.06 – 0.6) Дж/см3, доля вложенной энергии, передаваемая на верхние колебательные уровни молекулы XeCl**, изменяется незначительно, и составляет 50% (рис. 4). Основная доля энергии теряется в реакциях электрон–ионной рекомбинации, в реакциях конверсии ионов Xe+ в NeXe+ и при тушении Xe*, HCl(v) и HCl*. Эти потери составляют ~ 50% от энергии накачки. При релаксации молекул XeCl** на нижние колебательные уровни теряется еще ~30% энергии.

Снизить потери энергии указанных видов не представляется возможным.

Остальная энергия (~20%) теряется при тушении XeCl* и при поглощении лазерных фотонов. Эти потери энергии можно регулировать выбором начальных условий. Так при P 0.5 МВт/см3 (E 0.06 Дж/см3) потери энергии при тушении Б А *0.2 3 60 50 1 3 2 4 2 0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,0,1 0,2 0,3 0,4 0, E, Дж/cмE, Дж/смРис.4. А - Доля энергии Е, передаваемая в разряд в процессах прямой и ступенчатой ионизации -1, 2, возбуждения -3, энергия, передаваемая на XeCl* – 4. Б - Доля энергии, потерянная при: релаксации XeCl(v) -1, тушении XeCl тяжелыми частицами -2, электронами -3, суммарные потери при тушении- 5 (2 +3), потери XeCl за счет индуцированного излучения – 4, эффективность лазера – 5. 1 - [15]; 2 - [7]; 3 - [17] XeCl* оказываются минимальны, а эффективность генерации максимальна (кривые 5 и 6 на рис. 4 Б).

D, % D, % Глава 4 посвящена исследованию механизмов развития плазменных каналов в разряде в смеси Ne/Xe/HCl. Созданная 2D модель разряда, содержит уравнение баланса для концентрации электронов, ионов и других частиц плазмы, уравнение непрерывности тока и уравнения электрической цепи. Система уравнений решается Рис. 5. Распределение тока в сечении разрядого промежутка при t=500нс – А, t=720 нс – Б. Пространственное распределение ne при t = 720 нс - В методом “взвешенных невязок”. Для увеличения точности моделирования в каждой точке расчетной сетки решается уравнение Больцмана для функции распределения электронов по энергии и полная система уравнений баланса для концентраций частиц плазмы. В центре катода задается металлическая неоднородность с характерным размером 1 мм, которая усиливает напряженность электрического поля Е.

Распределение тока в сечении разрядного промежутка показано линиями тока.

Линии построены таким образом, что между двумя соседними линиями протекает ток одинаковой величины I. Густота линий отражает плотность тока в данной А Б Рис. 6. Распределение напряженности поля Е – А и концентрации электронов - Б вдоль оси плазменного канала при t = 380 ns (1);

t = 500 ns (2); t = 600 ns (3); t = 720 ns (4).

точке. Расчеты проведены для смеси Ne/Xe/HCl = 1000/10/1 P = 4атм. Расстояние между электродами составляло d = 10 см при зарядном напряжении 50 кВ.

Распределение плотности разрядного тока в различные моменты времени показано на рис.5. После формирования плазменный канал имеет типичную форму, А Б Рис.7. Распределение концентрации молекул HCl в сечении разрядного промежутка при t = 680 ns (А); t = 720 ns (Б).

наблюдаемую в экспериментах. Концентрация электронов в плазменном канале достигает величины ne 21016 cм-3 (рис 5В).

Распределения напряженности электрического поля и концентрации электронов вдоль оси плазменного канала в различные моменты времени приведены на рис. 6. На начальной стадии разряда рост величины ne в каждой точке определяется прямой ионизацией. ne(х, y, t) меняется таким образом, что при t = 380 нс, распределение E(х, y, t) выравнивается. При ne > 1013 см-3 основным Рис. 8. Автографы лазерного излучения:

А – эксперимент [46], Б – расчет при тех же параметрах, В – расчет при увеличенной граничной области.

процессом рождения электронов становится ступенчатая ионизация. Чем больше ne в данной точке, тем с большей скоростью увеличивается концентрация электронов.

Быстрее всего, это происходит в области неоднородности, что приводит к смещению области максимального поля от катода к аноду (кривая 3 на рис.6).

Увеличение концентрации электронов приводит к росту концентрации HCl(v) и увеличению скорости диссоциативного прилипания электронов к HCl(v), что вызывает возрастание скорости разрушения HCl. Концентрация HCl вдоль оси канала уменьшается (рис.7Б), что еще больше увеличивает скорость роста ne.

Плазменный канал прорастает от катода до анода.

Усиление поля Е может быть вызвано неоднородным распределением ne предыонизации. Это показано в п.4.3, где приведены результаты 2D моделирования разряда в смеси Ne/Xe/HCl для такого режима. Предыонизация осуществляется Г Рис. 9. Линии тока при X=0.6 см. А - t=500 нс, Б - t=600нс и В - t=700 нс.

Г – эксперимент [42] Ne/Xe/HCl = 1000/10/1, (E/P)0 ~ 4.4 Td.

рентгеновским излучением, которое вводится через окно в катоде, задаваемое маской. В этом случае на катоде, на границе окна, возникает область усиленного поля, которое приводит к неоднородному распределению скорости роста концентрации электронов, ионов и других частиц плазмы. На рис.8 представлены экспериментальные и рассчитанные распределения лазерного излучения за A Б Рис. 10.

Распределение в сечении разрядного промежутка:

концентрации электронов –А, Б и HCl - В,Г при t = 600 нс –А,В и t = 700 нс - Б,Г В Г выходным зеркалом при одинаковых начальных условиях. Полученные результаты качественно совпадают. Увеличение ширины граничной области , при сохранении остальных параметров, приводит к более однородному распределению мощности лазерного излучения (рис.8В).

В п.4.4, 4.4.1 и 4.4.2 исследуется пространственная структура разряда при формировании двух плазменных каналов, инициированных неоднородностями на катоде, расстояние между которыми составляет X = 0.6 см. Напряженность поля Е в области одной неоднородности увеличена в 2.2 раза, а в области другой - в 2.раза.

На рис.9 приведены рассчитанные распределения разрядного тока в поперечном сечении разрядного промежутка и данные эксперимента [42]. На начальной стадии разряда (до t = 500 нс) оба канала развиваются одинаково. Затем, канал с большей начальной напряженностью поля начинает доминировать, а другой канал гаснет. Такая модель поведения каналов качественно подтверждается пространственным распределением свечения разряда, полученным в эксперименте [42].

В областях с большей концентрацией электронов скорость выгорания HCl больше. На рис. 10 приведены пространственные распределения электронов и молекул HCl в моменты времени, соответствующие рисункам 9Б и 9В. При t = 700 нс концентрация электронов в области катода достигает ne 21016 см-3, при выгорании HCl 90 %.

Анализ пространственных распределений ne и HCl, скоростей образования и гибели электронов позволяет выделить несколько характерных стадий развития разряда. На начальном этапе, когда пространственное распределение скоростей роста ne определяется распределением поля Е, в области катода развивается диффузных канала. На расстоянии 0.5 см от катода оба канала сливаются.

Основным процессом рождения электронов на этой стадии является прямая ионизация, частота которой зависит от поля Е. При ne 51013 см-3 увеличивается влияние процесса ступенчатой ионизации. Поэтому скорость роста концентрации электронов становится больше в областях с большим значением ne. Большая скорость роста ne приводит к большему выгоранию HCl и к дальнейшему увеличению скорости роста ne. Что еще более ускоряет развитие плазменного канала с высокой проводимостью.

В главе 5 исследуются кинетические процессы в пространственно однородных разрядах в SF6 и в смесях SF6 с С2Н6.

В расчетах использовалась 0D модель, которая включает: Уравнение Больцмана для расчета функции распределения электронов по энергии (ФРЭЭ), систему балансных уравнений, описывающих изменение концентрации электронов и других частиц плазмы, уравнение, описывающее изменение температуры газа, систему уравнений электрической цепи.

Тестирование модели проводилось в два этапа. На первом этапе анализировалось поведение констант ионизации, прилипания и дрейфовой скорости при изменении параметра E/N в интервале (100 800 Тd). На втором этапе расчетные осциллограммы тока и напряжения на плазме для разряда в SF6 ( Р = 45 Торр) и в смеси Ne/SF6/C2H6=77/13/12 Торр сравнивались с осциллограммами, полученными экспериментально [43,44].

При детальной проверке модели рассчитывались характеристики однородного разряда в SF6 при давлении 60 Торр и зарядных напряжениях от 15 кВ до 30 кВ.

Ширина разряда составляла 3.5 мм и 25 мм. Плотность разрядного тока изменялась в диапазоне от 100 А до 1.2 кА. Результаты расчетов сравнивались с данными эксперимента Puech V. [44]. Расчетные данные хорошо согласуются с результатами экспериментов во всем диапазоне граничных условий.

Сечение ступенчатой ионизации выбиралось в виде = F X. Где F – масштабный коэффициент, а X – сечение ионизации атома Xe*. Расчетные зависимости пиковых значений плотности тока разряда и остаточного напряжения на плазме от зарядного напряжения приведенные на рис.11, показывают, что при коэффициенте F = 0.2 максимальный ток и остаточное напряжение, полученные экспериментально (точки) и в расчетах (линии), совпадают во всем диапазоне изменения зарядного напряжения. Анализ результатов, полученных с учетом 121А P=60 Торр P=60 Topp Б W=2.5 см W=0.35 cм 91F=F=F=6F=F=0.3F=0.15 20 25 15 20 25 Зарядное напряжение (кВ) Зарядное напряжение (кВ) В Г P=60 Topp F=W=2.5 cм F=0.F=0.F=F=F=P=60 Topp W=0.35 cм 15 20 25 15 20 25 Зарядное напряжение (кВ) Зарядное напряжение (кВ) Рис.11. Зависимости от зарядного напряжения: А,Б – плотности максимального тока и В,Г – остаточного напряжения при различных значениях масштабного коэффициента F. SF6, P = 60 Торр. Ширина разряда 3.5 мм и 25 мм.

ступенчатой ионизации и без нее, показывает, что частота ступенчатой ионизации становится сравнимой с частотой процессов ионизации молекул SF6(0) в основном состоянии при плотности разрядного тока j > 300 A/см2 (ne > 21013 cм-3) (рис.11).

Следует выделить две характерные стадии изменения ne. На первой стадии суммарная частота процессов ионизации существенно превышает суммарную частоту процессов прилипания. Поэтому скорость роста концентрации электронов совпадает со скоростью роста концентрации положительных ионов, а скорость роста концентрации отрицательных ионов оказывается меньше.

Вторая стадия начинается при ne > 1013 см-3. Разность суммарных частот ионизации и прилипания (которая определяет скорость роста ne) становится на Плотность тока (А/см ) Плотность тока (А/см ) Остаточное напряжение (кВ) Остаточное напряжение (кВ) порядок величины меньше частоты ионизации (определяющей скорость 2,роста концентрации положительно заряженных ионов). Поэтому 2,40 нс концентрация ионов на порядок и более превышает концентрацию 1,электронов.

1,Потенциал ионизации молекул 20 нс C2H6 меньше потенциала ионизации 17 нс 0,SF6, а сечение ионизации больше.

10 нс Поэтому добавка С2H6 повышает 0,-4 -2 0 2 4 суммарную частоту ионизации на X, см начальной стадии разряда. Это приводит к более быстрому спаду Рис.12. Распределение ne(x,t) по напряжения на плазме, что изменяет ширине разрядного промежутка в всю динамику кинетических процессов различные моменты времени.

в плазме разряда.

SF6/C2H6 = 50/10 Торр.

Глава 6 посвящена исследованию кинетических процессов, влияющих на изменение пространственных характеристик разряда в SF6 и SF6/C2H6 при однородном распределении поля и неоднородном распределении электронов предыонизации. Экспериментально показано [37,44], что в смесях SF6 с углеводородами разряд расширяется, а в SFразряд загорается в области предыонизации [44]. Однако механизм такого поведения разряда на момент начала работ был не исследован.

Расчеты проводились методом параллельных сопротивлений [28]. В п.6.2 и 6.приведены результаты исследования механизма расширения разряда в смесях SF6/С2Н6 и Ne/SF6 /C2H6.

Концентрация электронов предыонизации в расчетах 0,линейно спадала от 1.0108 см-3 в 0,центре (Х = 0 см) до 1.0106 см-3 0,на краях электрода (Х = ± 5 см).

Расчетные распределения ne по 0,ширине разрядного промежутка в -0,различные моменты времени показаны на рис.12. До тех пор -0,пока ne в центре разрядного 0 10 20 30 40 промежутка не достигнет Время, нс величины ne 1013 см-3, Рис.13. Зависимости от времени разности распределение электронов по частот ионизации и прилипания при ширине разрядного промежутка Х = 0 см – сплошные линии и при Х = 4 см повторяет распределение – пунктир. 1 – 1 = ИОН SF6(0)- ПР. SF6(0);

электронов предыонизации. Затем 2 - 2 = ИОН SF6*- ПР. SF6(м); 3 - скорость роста ne в центре 3 = 1/ne dne/dt =1+2. SF6/C2H6=50/10 Торр.

разрядного промежутка начинает уменьшаться, а на границе продолжает увеличиваться. Распределение ne становится однородным.

-N х10, см - х 10, см В основе такого поведения разряда лежит соотношение частот процессов рождения и гибели электронов в различные моменты времени. Все 2,5 частоты процессов образования и 90 нс гибели электронов разделим на две 2,группы. К первой группе отнесем частоты прямой ионизации и 1,прилипания электронов к 1,60 нс невозбужденным молекулам SF6(0). Разность этих частот 0,40 нс обозначим 1 = ИО - ПР. Ко второй группе отнесем процессы, частоты -4 -2 0 2 которых зависят от концентрации Х, см электронов. Это процессы Рис.14. Распределение ne(x,t) в ступенчатой ионизации и различные моменты прилипания электронов к времени.SF6=60 Торр колебательно возбужденным молекулам SF6(v). Разность этих частот обозначим 2 = СТ - ПВ. На рис. 13 показаны зависимости от времени частот 1, 2, и суммы этих частот 3 = 1+2 = 1/nedne/dt в центре разрядного промежутка и на границе. В течение всего импульса тока частота процессов прилипания электронов к SF6(v) больше частоты ступенчатой ионизации, поэтому 2 < 0. Следовательно, чем больше плотность вложенной энергии в данной точке 2,0x10A Б SF6(0) 1,5x1013,0x1012,0x10SF6(v) SF6* 1,0x1010 20 40 60 80 100 0 20 40 60 80 1Время, нс Время, нс Рис.15. А - Зависимость от времени: А - концентрации молекул SF6(0), SF6(v), SF6* и Б – плотности мощности в центре разрядного промежутка – сплошные линии и на расстоянии Х = 1.5 см от центра – пунктир.

разрядного промежутка, тем больше ne, SF6(v) и суммарная частота прилипания.

При достижении ne = 1012 cм-3 рост ne в центре разрядного промежутка прекращается. Максимум скорости роста ne смещается от центра к границе разряда, и ширина разряда увеличивается.

В SF6 без добавки углеводородов поведение разряда существенно отличается.

На рис.14 показаны распределения концентрации электронов по ширине разрядного промежутка в разряде в SF6 ( р = 50 Торр) в различные моменты -e n x 10, см -N, см P, Вт/см А Б 3 (х 10) ---4 -0 20 40 60 80 100 120 40 60 80 100 1Время, нс Время, нс Рис.16. Разности частот 1 - 1 = ИОН SF6(0) - ПР SF6(0) ; 2 - 2 = ИОН SF6* - ПР SF6(v) ; 3 - 1 + 2 – 3. SF6 P = 60 Торр. Х = 0 см – A, Х = 1.5 см - Б времени. Геометрия разрядного промежутка и параметры электрической схемы в расчетах были такими же, как и в предыдущем случае. Концентрация электронов в центре разрядного промежутка в данном случае со временем возрастает, а на краю разрядного промежутка уменьшается.

Поведение во времени возбужденных молекул SF6* и SF6(v) при различных значениях X определяет поведение частот ступенчатой ионизации и прилипания, и зависит от поведения вложенной плотности мощности Р (рис.15Б). При X = 1.5 cм Р начинает уменьшаться еще до максимума тока (t = 45 нс), а в центре разряда плотность мощности продолжает увеличиваться, достигая значений Р = 7 МВт/см3.

Выгорание SF6 в центре разряда достигает 25 % (рис.15 А), а концентрация молекул SF6(v) и SF6* в 3 раза больше чем при X=1.5 см.

Зависимости от времени частот 1, 2 и частоты 3 = 1+2 показаны на рис. 16 АБ. Кривые, представленные на рис. 16А, соответствуют центру разрядного промежутка, а кривые, приведенные на рис.16 Б, получены при Х = 1.5 см. И в том и в другом случае частота 2 положительна, а частота 1 отрицательна. Различие заключается в том, что в центре разряда величина 2 больше, а 1 меньше, чем на краю разряда. При спаде напряжения на плазме, в центре разряда увеличение частоты прилипания электронов к SF6(0) (1<0) компенсируется ростом частоты ступенчатой ионизации (2>0) и 3 остается положительной вплоть до максимума тока. В сечении Х > 1.5 см частота прилипания электронов к SF6(0) увеличивается быстрее чем частота ступенчатой ионизации, и уже при t>50 нс частота 3 = 1 + становится отрицательной.

Таким образом, добавка газа C2H6 к SF6 увеличивает суммарную частоту 3 и скорость роста тока на начальной стадии разряда. Это приводит к большему, чем в SF6, уменьшению напряжения на плазме. В результате этого в разряде в смеси SF6 с C2H6 увеличивается константа возбуждения молекул SF6(v) относительно константы возбуждения SF6*. Величина 2 становится отрицательной, и увеличивается при увеличении концентрации электронов.

-- x10, c ИОН ПР ( )х10, с Глава 7 посвящена 2D моделированию развития плазменного канала в разряде в SF6, вызванного неоднородным распределением напряженности электрического поля в разрядном промежутке. Распределение электронов предыонизации считалось пространственно однородным. Искажение поля Е создается металлической неоднородностью с характерным размером ~ 0.1 см, расположенной в центре катода. Расчеты проводились в предположении Рис. 17. Линии тока при усилении поля в области катода в 3 раза симметрии по азимутальному углу. Рассматриваются 2 режима с разным усилением напряженности электрического поля в области неоднородности. В режиме А поле увеличено в 3 раза относительно средней величины, а в режиме Б - в 1.5 раза.

Распределение тока в сечении разрядного промежутка (линии тока) для режима А показаны на рис.17. Плазменный канал начинает формироваться при t = 5 нс. При t = 10 нс канал уже полностью перекрывает разрядный промежуток.

Рис. 18. Линии тока при начальном усилении напряженности поля в области катода Е = 50% При t = 20 нс ток вытесняется из области плазменного канала на границу разряда, и, при t = 32 нс, снова возвращается в канал. Подобное поведение плазменного в канал. Подобное поведение плазменного канала экспериментально наблюдалось Фирсовым К.Н. с соавторами [38].

канала экспериментально наблюдалось Фирсовым К.Н. с соавторами [38].

Распределение тока в поперечном сечении разрядного промежутка в режиме Б, Распределение тока в поперечном сечении разрядного промежутка в режиме Б, Б А 9,9,8,8,7,0 10 20 30 40 50 0 10 20 30 40 50 Время, нс Время, нс Рис.19. А -Зависимости от времени напряженности поля Е на оси канала Рис.19. А -Зависимости от времени напряженности поля Е на оси канала в области катода. Б - в области анода на оси канала - 1, и на границе в области катода. Б - в области анода на оси канала - 1, и на границе разряда -2.

разряда -2.

показано на рис.18. В данном случае канал менее выражен и не перекрывает показано на рис.18. В данном случае канал менее выражен и не перекрывает межэлектродный зазор. Пространственно однородный разряд формируется уже в межэлектродный зазор. Пространственно однородный разряд формируется уже в момент максимума тока (t = 32 нс).

момент максимума тока (t = 32 нс).

На рис.19 показаны зависимости от времени напряженности поля Е на оси На рис.19 показаны зависимости от времени напряженности поля Е на оси канала в области катода (рис. 19 А), в области анода (рис. 19 Б – кривая 1), и на канала в области катода (рис. 19 А), в области анода (рис. 19 Б – кривая 1), и на границе разряда – (рис. 19 Б кривая 2). В интервале времени t = (05) нс изменение границе разряда – (рис. 19 Б кривая 2). В интервале времени t = (05) нс изменение Е(t) во всех сечениях разрядного промежутка обусловлено спадом напряжения на Е(t) во всех сечениях разрядного промежутка обусловлено спадом напряжения на плазме. В области неоднородности величина ne/ne максимальна, что приводит плазме. В области неоднородности величина ne/ne максимальна, что приводит к возникновению отрицательного заряда поляризации плазмы. Поэтому к возникновению отрицательного заряда поляризации плазмы. Поэтому напряженность поля здесь напряженность поля здесь уменьшается существенно больше, уменьшается существенно больше, чем в области анода, что видно из чем в области анода, что видно из SF6(0) 2рисунка.

рисунка.

10В интервале времени t = (В интервале времени t = (SF6(v) 11010) нс увеличивается ток, 10) нс увеличивается ток, протекающий через плазменный протекающий через плазменный SF6* 1016 1канал. Однако, из-за повышения канал. Однако, из-за повышения частоты прилипания электронов к частоты прилипания электронов к 10SF6(v) концентрация электронов в ne 50 SF6(v) концентрация электронов в области катода (область сужения области катода (область сужения 10канала) перестает возрастать.

канала) перестает возрастать.

0 2040Увеличение тока в области катода Увеличение тока в области катода Время, нс в таком случае происходит за счет в таком случае происходит за счет Рис. 20. Зависимость от времени роста напряженности поля. В роста напряженности поля. В концентраций ne, SF6(0), SF6(v), SF6* и дальнейшем форма канала меняется дальнейшем форма канала меняется удельной вложенной мощности слабо, и напряженность поля Е, в слабо, и напряженность поля Е, в (пунктир). Область катода.

течение всего импульса, остается течение всего импульса, остается Е, кВ/см E, кВ/см -N, см P x 10, Вт/см больше напряженности поля в области анода.

Изменение концентрации электронов зависит от вложенной плотности мощности, которая при t = 10 нс в области неоднородности достигает величины P 100 МВт/см3. Во втором пике, при t = 30 нс плотность мощности увеличивается до P 200 МВт/см3, что на порядок больше чем плотность мощности в области анода. Это видно на рис.20, где показаны зависимости от времени концентрации ne, SF6(0,v), SF6* и удельной вложенной мощности в области катода. Суммарная концентрация молекул SF6, за первые 10 нс уменьшается на 35%. В максимумах второго и третьего пика выгорание SF6(0) достигает 50% и 65% соответственно.

Однако для формирования плазменного канала с высокой проводимостью этого недостаточно.

На рис.21 приведены зависимости от времени частот прямой ионизации и прилипания электронов к SF6(0), частот ступенчатой ионизации SF6*, прилипания электронов к SF6(v) и частот электрон–ионной рекомбинации на оси канала в области катода (21А, В), и в области анода (рис. 21Б, Г).

В области катода выгорание SF6 уменьшает частоты прямой ионизации и прилипания электронов к SF6(0). Кроме того, снижение концентрации SF6(0) вызывает понижение частоты возбуждения SF6(v) и SF6*. В результате этого уменьшаются частоты ступенчатой ионизации и прилипания электронов к SF6(v), оставаясь, однако, больше частот прямой ионизации и прилипания к SF6(0).

10,А Б 8,6,4,1 2,0,В Г 10,8,3 6,4,2,0 0,0 0 10 20 30 40 50 0 10 20 30 40 50 Время, нс Время, нс Рис. 21. Зависимости от времени 1 - частота ионизация SF6(0), 2 – прилипание к SF6(0), 3 – частота ступенчатой ионизации SF6*, 4 - частота прилипания к SF6(v). А и В - область катода, В и Г – область анода Е = 200 %.

В области анода, при t > 10 нс, частоты прямой ионизации и прилипания электронов к SF6(0) меняются слабо. Частоты ступенчатой ионизации и прилипания электронов к SF6(v) увеличиваются, испытывая колебания. Важной особенностью является то, что частота прилипания (рис. 21 Г кривая 4) колеблется с большей амплитудой, оказываясь то больше, то меньше частоты ступенчатой ионизации, что и приводит к колебаниям тока, протекающего через плазменный канал.

-- x 10, с x 10, c -- x 10, с x 10, c Эффект колебания тока в плазменном канале более явно проявляется при формировании двух плазменных каналов, расположенных вблизи друг друга.

Рис.22. Распределение тока по сечению разряда в различные моменты времени (линии тока) при формировании 2 каналов на расстоянии X = 4 мм и начальном усилении напряженности поля в области катода Е = 140% Распределение разрядного тока в поперечном сечении разряда в SF6, когда на катоде, на расстоянии 4 мм друг от друга, расположены две неоднородности, которые увеличивают напряженность поля в 2.4 раза, показаны на рис. 22.

Разрядный ток в начале разряда стягивается в каналы. При формировании канала увеличивается концентрация колебательно возбужденных молекул SF6(v), что вызывает увеличение частоты гибели электронов и спад их концентрации.

Первоначально это происходит на оси каждого канала. Затем область повышенной плотности тока смещается к границе. Это происходит и на внешней и на внутренней границе каналов. Концентрация электронов в центре каждого канала уменьшается до значений ne на границе разряда.

0 10 20 30 40 50 Следует заметить, что Время, нс осциллограмма полного тока разряда при этом не испытывает колебаний Рис.23. Зависимость от времени:

1 – полный ток, 2 – ток через (рис.23). До t 25 нс весь ток разряда плазменные каналы, 3 - ток протекает через плазменные каналы.

через невозмущенные области Затем, доля, тока, протекающего через разряда.

плазменные каналы, падает, а ток через граничные области разряда возрастает.

I, кА В приложении приведены таблицы реакций в смесях Ne/Xe/HCl и Ne/SF6/C2H6, которые использованы при моделировании.

Основные результаты диссертационной работы.

1. Разработан пакет программ для расчета и анализа характеристик эксимерных лазеров, кинетики процессов в пространственно однородной (0D) и пространственно неоднородной (1D и 2D) разрядной плазме.

2. В пространственно однородном разряде в смесях Ne/Xe и Ne/Xe/HCl показано, что в начальной стадии разряда расход энергии на ионизацию составляет ~ 1 % от поглощенной энергии. Остальная часть энергии тратится на возбуждение атомов Xe*, молекул HCl* в состоянии электронного возбуждения и молекул HCl(v) в состоянии колебательного возбуждения.

3. Показано, что рост концентрации электронов и Xe* увеличивает эффективность ионизации. Энергия образования электрон-ионной пары i в смеси Ne/Xe уменьшается от i 500 эВ в начальной стадии разряда до 2 эВ при Xe* ~ 1015 см-3. Минимальное значение i увеличивается с увеличением концентрации молекул HCl в газовой смеси.

4. Выявлено, что в области изменения удельного энерговклада до ЕН = 337 Дж/л, мощности накачки от 0.5 МВт/см3 до 6 МВт/см3 и длительности импульса накачки от 30 нс до 150 нс на полувысоте, на создание молекул XeCl(B0) передается 16 % энергии накачки. Потери энергии составляют: тушение Xe* и HCl* ( 30 %), процессы электрон-ионной рекомбинации (10%), конверсия атомарного иона Xe+ в молекулярный NeXe+ (10%), VV и VT релаксация молекул XeCl (30%).

5. Установлено, что при оптимальном соотношении “энергия генерации – эффективность лазера” выгорание молекул HCl за время импульса составляет ~ 80 %.

6. С увеличением концентрации HCl в газовой смеси увеличивается энергия излучения и снижается эффективность лазера. При энергии излучения 10 Дж/л эффективность лазера составляет 1,3%.

7. Показано, что рост проводимости в канале обусловлен увеличением частоты ступенчатой ионизации и прилипания электронов к HCl(v), которые зависят от концентрации электронов. Выгорание молекул HCl снижает прилипание и ускоряет рост концентрации электронов в канале, что ведет к созданию канала с высокой проводимостью.

8. Показано, что в разряде в смесях газов на основе SF6 частота ступенчатой ионизации становится сравнимой c частотой прямой ионизации при ne > 21013 см-3 и увеличивается при дальнейшем росте концентрации электронов.

9. При однородном распределении поля Е и неоднородном распределении концентрации электронов изменение первоначального пространственного распределения ne в разряде в SF6 происходит при концентрации электронов ne > 2013 см-3.

10. При неоднородном пространственном распределении электронов предыонизации установлен механизм изменения ширины разряда в SF6 и в смесях SF6/C2H6, который обусловлен соотношением частот ступенчатой ионизации и прилипания электронов к колебательно возбужденным молекулам SF6(v) в различных точках разрядного промежутка.

11. В разряде в SF6 при одновременном развитии плазменного канала и однородного разряда, площадь которого больше площади канала, изменение во времени ne(x,t) и плотности мощности в канале происходит в виде затухающих колебаний. Колебания обусловлены тем, что изменение частоты прилипания происходит с запаздыванием относительно частоты ионизации.

Список основных публикаций автора по теме диссертации 1. Бычков Ю. И., Коновалов И. Н., Лосев В. Ф., Рыжов В. В., Тарасенко В. Ф., Ястремский А. Г. Излучение сложных молекул галогенидов благородных газов // Оптика и Спектроскопия, 1979. – Т.47 – В.2 – С. 239 – 22. Бычков Ю. И., Лосев В. Ф., Рыжов В. В., Тарасенко В.Ф., Ястремский А. Г.

Кинетика XeCl лазера в смеси He – Xe – CCl4, возбуждаемой электронным пучком // Изв. ВУЗов – Физика.- 1980.- №.7.- С.123 - 125.

3. Ястремский А. Г. Численное моделирование возбуждения и генерации эксимерных лазеров // Дисс. кан.физ.-мат. Наук, Томск. – 1982. 138 с.

4. Бычков Ю. И., Суслов А. И., Тинчурин К. А., Ястремский А. Г. Динамика сильноточного диффузного разряда в аргоне // Препринт ТНЦ. – 1990. - №39. – 34 18 с.

5. Бычков Ю. И., Костыря И. Д., Макаров М. К., Суслов А. И., Ястремский А.Г., Способ возбуждения разряда в эксимерном лазере // Авт. Свид.

№17151163196. Бычков Ю. И., Костыря И. Д., Макаров М. К., Суслов А. И., Ястремский А.Г., Способ получения самостоятельного устойчивого разряда в смеси благородных газов с галогеноносителем // Авт. Свид. № 1753878197. Bychkov Yu., Mesyats G., Makarov M., Suslov A., Yastremsky A. High – Power XeCl laser Pumped by an Electrical Discharge or e-Beam // Proc. III Workshop on KrF Technolge. – 1992. – V.4. – P. 1 – 8. Bychkov Yu., Kostyrya, Makarov M., Suslov A., Yastremsky A. Using a stabilizing low – current, Predischarge for Pumping Excimer Gas Media // Препринт ТНЦ. – 1993. - №9. Bychkov Yu., Makarov M., Suslov A., Yastremsky A. A 10 J Electrical – Discharge Pumped Phototriggered XeCl Laser // Препринт ТНЦ. – 1993, – №10. Bychkov Yu., Kostyrya I., Makarov M., Suslov A., Yastremsky A. Efficient High Homogeneous Wide Aperture Excimer Discharge Using a Stabilizing LowCurrent Predischarge // Rev. Sci. Instrument. – 1994. – V.65. – N4. – C.793 – 711. Bychkov Yu., Makarov M., Suslov A., Yastremsky A. A 10 J Electric Discharge – Pumped Phototriggered XeCl laser // Rev. Sci. Instrument. – 1994. – V.65. – N1.

– C.28 – 12. Makarov M., Bychkov Yu., Suslov A., Yastremsky A. Wide Aperture Efficient Escimer Laser With a Stable Photo-Triggering Discharge Pumping // Pr.

EUROOPTO High – Power Gas and Solid State laser.- 1994. – V.2265. – C.307 313. Иванов Н. Г., JIoceB B. Ф., Haaц Э. И., Рыжов B. B., Typчановский И. Ю., Ястремский А. Г. XeCl лазер с энергией генерации 200 Дж // Квантовая Электроника. – 1997. – Т.24. - №8. – С.688 – 6 14. Бычков Ю. И., Костыря И. Д., Макаров М. К., Суслов А. И., Ястремский А.Г.

Эксимерный электроразрядный лазер // Авторское Свидетельство №1731003.– 1915. Bychkov Yu., Yastremsky A., Two-Dimensional Model of Inhomogeneity Evolution in XeCl Laser Discharge // SPIE Pros. – 1998.- V.3403. – P.89 – 16. Бычков Ю. И., Макаров М. К., Ямпольская С.А., Ястремский А. Г., 0D модель XeCl лазера. Проблема оптимизации разряда накачки // Оптика атмосферы и океана. – 1998. - №(2-3). – С.149 - 117. Бычков Ю. И., Ястремский А. Г. Развитие неоднородности в разряде накачки XeCl лазера // Оптика атмосферы и океана. – 1998. - №(2-3). – С.1- 118. Бычков Ю. И., Горчаков С. Л., Ястремский А. Г., Объемный электрический разряд в газовой смеси Ne/SF6/C6H14 и в чистом SF6 // Изв. ВУЗов. Физика. – Т.8.- С.43 – 19. Ястремский А. Г., Ямпольская С. А. Моделирование разряда накачки нецепных химических HF лазеров // Изв. ВУЗов. Физика. –Т.8.- С.63 – 20. Иванов Н. Г., Лосев В. Ф., Панченко Ю. Н., Ястремский А. Г. XeCl лазерная система с выходной апертурой 25 х 25 см. // Квантовая Электроника. – 1999.

– Т.29. - №1. – С.1 -21. Ivanov N., Losev V., Panchenko Yu., Yastremsky A., High power XeCl laser System with 25 x 25 cm output aperture // Pros, ILPAM 99, Tomsk. – 1922. Bychkov Yu., Gortchakov S., Yastremsky A. Experimental and theoretical investigation of an electrical discharge in SF6 gas // SPIE Pros. – 2000. – V.4071.

– P.44 – 23. Бычков Ю.И., Горчаков С.Л., Ястремский А.Г., Однородность и устойчивость объемных Эл ектрических разрядов в смесях газов на основе SF6 // Квантовая Электроника. – 2000. - №8. – С.733 – 724. Бычков Ю. И., Горчаков С. Л., Ямпольская С. А., Ястремский А. Г.

Электрический разряд накачки XeCl лазера // Изв. ВУЗов – Физика. – 2000.- №5. – С.76 – 25. Бычков Ю. И., Иванов Н. Г., Лосев В. Ф., Рыжов В. В., Турчановский И. Ю., Ястремский А.Г. Влияние состава смеси на характеристики мощного XeCl лазера, возбуждаемого электронным пучком // Квант. Электрон. – 1990. – Т.17. - №3.- С.300 – 326. Ivanov N., Losev V., Naats E., Ryzhov V., Turchanovskii I., Yastremsky A. Wide aperture efficient laser with stable photo triggered discharge // Quantum Electron. – 1997. – V.27. - №8. –C.670 – 627. Bychkov Yu., Kostyrya I., Makarov M., Suslov A., Yastremsky A. Wide aperture efficient excimer laser with a stable photo triggering discharge pumping // SPIE Pros. – 1994. – V.2206. – P.307 - 328. Бычков Ю. И. Пантелеев В. П., Суслов А. И., Ястремский А.Г. Устойчивость самостоятельного разряда в эксимерных смесях // Физика Плазмы. – 1989.

– Вып. 3. – Т. -15. – С.330 – 329. Бычков Ю. И., Мельченко С. В., Месяц Г. А., Суслов А. И., Тарасенко В. Ф., Федоров А. И., Ястремский А. Г., Квазистационарный режим возбуждения электроразрядных эксиплексных лазеров // Квантовая Электроника. – 1982.

– Т.9 - №12. – С.2423 – 24 30. Bychkov Yu., Yampolskaya S., Yastremsky A, Influence of Q-factor value of optical resonator on spatial discharge structure and output characteristics of long pulse XeCl laser // SPIE Pros. – 2001. - V.4747. – C. 93 – 31. Bychkov Yu., Gortchakov S., Yampolskaya S., Yastremsky A Effect of preionization border on development of inhomogeneities in electrical discharge pumped XeCl laser // SPIE Pros. – 2001. - V.4747. – C. 106 – 132. Bychkov Yu, Gortchakov S., Lacour B., Pascuiers S., Pastel C., Puech V., Yastremsky Single hot spot discharge in SF6 gas and in the mixture SF6/C2H// SPIE Pros. – 2002. - V.4747. – C.262 – 233. Bychkov Yu., Baksht E., Panchenko A., Tarasenko V., Yampolskaya S., Yastremsky A. Formation of pumping discharge of XeCl laser by means of semiconductor opening switch // SPIE Pros. – 2001. - V.4747. – C.99 – 134. Bychkov Yu, Gortchakov S., Lacour B., Pascuiers S., Puech V., Yastrmsky Two- step ionization in non-equilibrium SF6 discharges at high current density // J.

Phys. D: Appl. Phys. – 2003. – V.36. – P.380 – 335. Bychkov Yu., Yampolskaya S., Yastremsky A. Two-dimensional simulation of initiation and evolution a plasma channel in the XeCl laser pumping discharge // Laser and Particle Beams. – 2003. – V.21. – P.233 -236. Bychkov Yu, Losev V. F., Panchenko Yu. I, Yampolskaya S. A., Yastremsky A., Peculiarities of short pulse electrical discharge XeCl laser // SPIE Pros. – 2003.

- V.5483. – C.60 – 37. Bychkov Yu. I., Balbonenko Yu. N., Losev V. F., Panchenko Yu. N., Yastremsky А. G., Yampolskaya S.A. Short Pulse Discharge XeCl Laser // Proc.

The 7-th Russian-Chinese Symp. On Las. Phys. And Las. Tech.. – 2004. - p. 247 – 238. Bychkov Yu. I., Losev V. F., Panchenko Yu. N., Yastremsky A.G., Yampolskaya S.A. Research of Short Pulse Discharge XeCl Laser // SPIE Pros. – 2004. - V.5777. – C.558 – 539. Panchenko Yu. N., Balbonenko Yu. N.. Bychkov Yu. I., Losev V. F., Yastremsky A.G. Research of 30 ns Discharge Laser // Изв. ВУЗов –Физика, 2006– №.11- Приложение С. - С.492 - 495.

40. Bychkov Yu. I., Yampolskaya S. A., Yastremsky A. G., Kinetic Processes in the Electric discharge in SF6 // Изв. ВУЗов –Физика, 2006– №.11- Приложение С. - С.496 - 500.

41. Бычков Ю. И., Панченко А. Н., Тарасенко В. Ф., Тельминов А.Е., Ямпольская С. А., Ястремский А. Г. Эффективный XeCl лазер с полупроводниковым прерывателем тока в генераторе накачки. Теория и эксперимент // Квантовая Электроника. – 2007г..- Т.34.- №4.- С.- 319.- 342. Бычков Ю.И., Ямпольская С. А., Ястремский А. Г. Кинетические процессы в неоднородной разрядной плазме в газовых смесях на основе SF6 // Изв.

ВУЗов ФИЗИКА, 2007. – Т.50. - № 9, стр.236 -2Цитируемая литература 1. Н. Г. Басов, Данилычев В. А., Попов Ю. М., Хадкевич Д. Д. Квантовый генератор в вакуумной области спектра при возбуждении жидкого Xe электронным пучком // Письма ЖТФ.- 1970.- Т.12.- №10.- С.4 2. Basov N. G., Balashov N. G., Bogdankevich D. D., Danilichev V.A., Kashniukov G. N., Lansov N. P., Khodkevich D. D., Luminescence of Condensed Xe, Kr, Ar and Their Mixtures in Vacuum Region of Spectrum Under Excitation of Fast Electrons // J. Luminescence. – 1970. – v.1. – N2. – PP.

834 - 83. Ewing J. J., Brau C. A, Laser action on 2+1/2 2+1/2 Bands of KrF and XeCl // Appl. Phys. Lett. – 1975. – V.27. – N.6 – PP. 350 - 34. Ischenko V. I., Lisitsyn V. N., Razhev A. M. Efficient Discharge Pumping XeCl Laser // Opt. Comm.— 1977. — V. 21. — P. 30 - 33.

5. Jacobcon T. J., and Kimpbell J.H. Transversely Pulse-Initiated Chemical Lasers:

Atmospheric-Pressure Operation of an HF Laser // Journal of Appl. Phys. – 1971, - V.42, - No 9, - P. 3402 –346. Pummer H., Breitfeld W., Wedler H., Klement G., and Kompa K.L. Parameter study of 10 - J hydrogen fluoride laser // Appl. Phys. Lett..- 1973,- Vol.22, - No 7, - P. 319 – 320.

7. Bychkov Yu. I., Losev V. F., Panchenko Yu. N., Yampolskaya S. A., Yastremsky A. G., Peculiarities of short pulse electrical discharge XeCl Laser // Proc. SPIE. — 2003. — V. 5483. — P. 60-65.

8. Bychkov Yu. I., Balbonenko E. F., Ivanov N. G., Losev V. F., Panchenko Yu. N., Yastremsky A.G. Discharge pulse-repetition XeCl laser with high efficiency and intensity of radiation // Proc. XII Conf.on Laser Optics. — 2006. — Russia, St.

Petersburg, — P. 27.

9. Borisov V. M., Demin A. I., Eltsov A.V., Khristoforov O. B., Kiryukhin Y. B., Prokofiev A. V., Vinokhodov A.Y., Vodchits V. A. Development of next generation excimer lasers for industrial applications // Proc. SPIE. — 2003. — V. 5137, № 1. — P. 241-249.

10. Treshchalov A. Influence of dye laser radiation on the preionization and discharge stability of XeCl laser // Proc. SPIE. — 1994. — V. 2206. — P. 314322.

11. Van Goor F. A., Witteman W. J. High-average power XeCl laser with x-ray preionization and spiker-sustainer exitation // Proc. SPIE. — 1992. — V. 2206. — P. 30-40.

12. van Goor F. A., Trentelman M., Timmermans J. C. M., Witteman W. J. Improved x-ray switched XeCl laser // J. Appl. Phys. — 1994. — V.75, № 1. — P. 621623.

13. Giordano G., Letardi T., Muzzi F., Zheng C. E. Mugnetic pulse compressor for prepulse discharge in spiker-sustainer exitation technique for XeCl lasers // Rev. Sci. Instrum. — 1994. — V. 65, № 8. — P. 2475-2481.

14. Месяц Г. А., Панченко А. Н., Тарасенко В. Ф. Лазеры на смеси Ne-Xe-HCl и азоте при накачке генератором с плазменным прерывателем тока// ДАН СССР. – 1989. - №4. - C. 869.

15. Бычков Ю. И., Панченко А. Н., Тарасенко В. Ф., Тельминов А. Е., Ямпольская С. А., Ястремский А. Г. Теоретическое и экспериментальное исследование XeCl – лазера с использованием полупроводникового прерывателя тока в схеме питания // Квантовая Электроника. – 2006 г.

16. Lacour B. and Vannier C. Phototriggering of 1- J Excimer Laser Using Either UV or X -rays // J.Appl. Phys. – 1987. - V.62. - P. 754-7 17. Riva R., Legentil M., Pasquiers S. and Puech V. Experimental and theoretical investigations of a XeCl phototriggered laser // J. Phys. D: Appl. Phys. — 1995.

— V. 28. — P. 856-872.

18. Lacour B., Brunet H., Besaucelle H., Gagnol C. High average power XeCl and pulsed HF chemical lasers // Proc SPIE. — 1992. — V. 1810. — P. 498-503.

19. Witteman W. J., van Goor F. A., Timmermans J. C. M., Couperus J., and van Spijker J. Improved x-ray swithched XeCl laser // Proc. CLEO 93. — 1993, Baltimore USA. — paper CthI3.

20. Борисов В.М., Дмитриев А.А.,.Прокофьев А.В, Христофоров О.Б. Об условии возбуждения широкоапертурного XeCl лазера со средней мощностью 1 кВт / Квантовая Электроника, 1995. - №5. – С. 433 – 421. Макаров М. К.. Частное сообщение.

22. Luck H., Loffhagen D., Biitticher W. Experimental Verification of a Zerodimensional Model of the Ionization Kinetics of XeCl Discharges // Appl.

Phys.B, - 1994, - V.B 58,- PP.123-132.

23. Coutts J., Webb C. E. Stability of transverse self-sustained discharge-excited long-pulse XeCl lasers // J. Appl. Phys. – 1986. V.59. - N 3, - C. 704 -724. Dreiskemper R., Schroder G., and Botticher W. Light Emission During Cathode Sheath Formation in Preionized High-Pressure Glow Discharges // IEEE TRANSACTIONS ON PLASMA SCIENCE,- 1995,- V. 23, - N. 2, - PP.180 -125. Демьянов А.В., Кочетов И.В., Напартович А.П., Капители М., Лонго С.

Влияние колебательной кинетики HCl на развитие микронеустойчивостей и характеристики электроразрядного XeCl лазера в условиях неоднородной предыонизации // Квантовая электроника, 1995.- Т.22.- № 7, стр. 673 – 626. Bahr M., Botticher W., Choroba S. The Time-Dependent Development of the Macroscopic Instability of a XeCl Laser Discharge // IEEE Transactions on Plasma Science, Vol.-19,- № 2, PP.369 – 378, (1991) 27. Simon G., and Botticher W. Two-dimensional model of the ignition phase of high-pressure glow discharges // J.Appl.Phys.-1994.-Vol.76.-№ 9,-P.5036-5046.

28. Блинов И.О., Демьянов А.В., Кочетов И.В., Напартович А.П., Пастор А.А., Сердобинцев П. Ю., Шубин И. Н. Эволюция пространственных распределений заряженных и возбужденных частиц в плазме электрического разряда XeCl лазера // Квантовая электроника,- 1988 г. - Т.15.- №12.- Стр.2441-2429. Bolanti S., Lazzaro P. Di., Flora F., Letardi T., Lizi N., and Zheng C.E. Space and Time Resolved Discharge Evolution of a Large Volume X-Ray Triggered XeCl Laser System // Appl. Phys. B. 1992, V. B55. PP. 84 – 91.

30. Борисов В.М., Демьянов А.В., Кирюхин Ю.Б Теоретическое и экспериментальное исследование развития крупномасштабной неустойчивости в разряде XeCl-лазера с УФ-предыонизацией // Квант.

электрон. - Москва, 1997. - T. 24. - N 1. - 25-30 - ISSN 0368-7131. Turner M. M. Modeling the self-sustained discharge-excited XeCI laser in two dimensions // J. Appl. Phys. Vol. 71, №5, 1 March 1932. Akashi H., Sakai Y., Takahashi N., and Sasaki T. Modelling of the initiation and development of the filamentary discharge in XeCl excimer lasers // J.Phys.D.

Appl.Phys.- 1999.- Vol.32.- PP. 2861-2870.

33. Lacour B., Pasquiers S., Pastel C., Puech V. Effect of pre-ionization on phototriggered discharge dynamic in SF6/hydrocarbons mixtures // XIII Int.

Confer.Gas Discharge Applications.- 2000.

34. Аполлонов В.В., Казанцев С.Ю., Орешкин В.Ф., Сайфулин А.В., Фирсов К.Н., Объемный самостоятельный разряд для инициирования широкоапертурных нецепных HF(DF) лазеров // Известия АН. Сер.

Физическая. -2000 г. – Т. 64. -№7. -С.1439 –1435. Панченко А.Н., Орловский В.М., Тарасенко В.Ф., Бакшт Е.Х. Эффективные режимы генерации HF лазера с накачки нецепнй химической реакцией, инициируемой самостоятельным разрядом // Квантовая электроника.- 2003.- Т.33.- №5.- Стр. 401-436. Apollonov V. V., Kazantsev S. Yu., Oreshkin V. F., Firsov K. N. // Quantum Electronics.-1998,-v. 28.-P. 116-137. Apollonov V. V., Firsov K. N., Kazantsev S. Yu., Oreshkin V. F. High-power non-chain HF(DF) lasers initiated by self-sustained volume discharge // SPIE Proc. -v. 4071.2000.- P. 34-38. Аполонов В. В., Белевцев А. А., Казанцев С. Ю., Сайфулин А. В., Фирсов К.

Н. Особенности развития самоинициирующегося объемного разряда в нецепных HF лазерах // Квантовая электроника. – 2002, - Т.32,- № 2,- стр. – 139. Apollonov V. V., Belevtsev A. A., Firsov K. N., Kazantsev S. Yu., Saifulin A. V.

Self-initiated volume discharge in mixtures of SF6 with hydrocarbons to excite non-chain HF lasers // Quantum Electronics.-2000,-V. 30.-№3.-P. 207-240. Richeboeuf L., Pasquires S., Legentil M., Puech V. The influence of H2 and C2Hmolecules on discharge equilibrium and F-atom production in a phototriggered HF laser using SF6 // J. Phys. D: Appl.Phys.-1998.-v. 31.-P. 373-341. Bychkov Yu., Baksht E., Panchenko A., Tarasenko V., Yampolskaya S., Yastremsky A. Formation of pumping discharge of XeCl laser by means of semiconductor opening switch // SPIE proc.- 2002.- V.4047, P.99 - 142. Мakarov M. Effect of electrode processes on the spatial uniformity of the XeCl laser discharge // J. Phys: Appl. Phys. -1995. – V. 28. – PP. 1083 - 1043. Горчаков С.Л. Пространственная структура и энергетические характеристики разряда в смесях газов на основе SF6 // Диссертация на соискание ученой степени к.ф.-м.н. Томск 2001 г.

44. Bychkov Yu., Gortchakov S., Lacour B., Pascuiers S., Puech V., Yastremsky A, Two-step ionization in non-equilibrium SF6 discharges at high current density // J.Phys. D: Appl. Phys.-2003.-V.36,-P.380-345. Lo D., Xie J. G. A megawatt eximer laser of small discharge volume (3.8 cm3) // Opt. and Quantum Electron. -1989. - V.21. - P. 147-150.

46. Bychkov Yu., Gortchakov S., Yampolskaya S., Yastremsky A Effect of preionization border on development of inhomogeneities in electrical discharge pumped XeCl laser // SPIE Pros. – 2001. - V.4747. – C. 106 – 1






© 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.