Экспериментальное и расчётно-теоретическое исследование физических процессов в лазерных системах на парах меди с целью улучшения удельных выходных характеристик

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 w_сп(t) .

Рекомбинационная неравномерность связана с ходом электронной температуры T_e(t). Для условий рис.2, в области 610^-8<t 10^-6 с T_e быстро падает из-за охлаждения электронов, в основном, в неупругих и упругих столкновениях с тяжелыми частицами до величины 0,70,6 эВ. В этот период времени рекомбинационный поток резко возрастает из-за роста константы рекомбинации и уменьшения скорости ионизации. В области времени 10^-6< t < 410^-5 с расчёт даёт отношение [(w_сп+w_диф)/w_упр]0,40,2 (здесь w_диф , w_упр удельные мощности диффузионных и упругих потерь энергии электронов); тем самым в охлаждение электронов вносит заметный вклад спонтанное излучение и амбиполярная диффузия. При 410^-5< t< 1,410^-4 с величина концентрации электронов n_e снижается, а отношение [(w_сп+w_диф)/w_упр] 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 w_jt=(1-10) Вт/см³ доля энергии Э_сп за период между импульсами, уносимая на стенки камеры спонтанным излучением, может составлять (40-20)% от джоулевой энергии Э_j, доля, выносимая амбиполярной диффузией Э_диф (10-15) %.

В типичных условиях экспериментов с трубками [17] (P_Ne=100 мм.рт.ст., R=0,5 см, T_ст=1750 К, f=7 кГц, w_jt=1025 Вт/см³), при w_jt?10 Вт/см³, расчётная величина Э_сп составляет ~30 %. С ростом доля Э_сп падает до 15%. Упругие потери Э_у возрастают примерно до 70%. На долю энергии Э_диф, 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 T_ст=1850 К и P_Ne=400 мм. рт. ст., f=3 кГц и =460 Вт/см. Мощность излучения составила W_г=950 Вт, _ф4%, _т2%, 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 W_г достигала максимального значения ~1,5 кВт (~0,08 Вт/см³), при энергосъёме (8-10) мкДж/см³ и физическом к.п.д. _ф ~2,0 %.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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 ?50-100 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.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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 _о и длительностей импульсов накачки _и, 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 (_о?100 мДж/см³) возникают значительные пульсации газодинамических параметров потока газа и дальнейшее увеличение _о может приводить к срыву МГД самопрокачки.

Опираясь на литературные данные по энергосъёмам 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 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 (j_yВ_z), по отношению к мощности электрической энергии, отбираемой от источника накачки j_yЕ_y, 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/ 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 В_z на радиальный ток j_r 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 В_z?0,15 Тл и плотностях импульсного радиального тока j_r?2,5 А/см². В кольцевом зазоре камеры получена скорость азимутального вращения газа ?100 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 _, 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.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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 -компонент спонтанного излучения по рабочему переходу. Эти -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 _зг , более короткой, чем время существования инверсии _инв 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 _зг?_инв в однопроходной схеме. Следовательно, усиленный импульс должен иметь более высокую амплитуду приблизительно в _инв/_зг раз. Качественная физическая модель работы такого усилителя приводит к соотношениям (например, для случая встречных пучков):

(6)

, (7)

где ?_ус длина активной среды усилителя, ₁ и ₂ 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 _зад суммарное время на все необходимые при заданном числе N развороты переднего фронта импульса. Выражение (6) получено из условия полного перекрытия интервала времени _инв , 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 _зг , _инв , ? _ус , ₁ , ₂ и определяют таким образом реализацию способа, конструктивные параметры и исполнение МУПМ.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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 _зг?40 нс, пиковая мощность =10 кВт. Для двухпроходного усилителя эти величины были _зг?18 нс, =3 кВт. Отношение максимальных пиковых мощностей на выходе двух- и однопроходных усилителей составило ~1,8 и близко к ожидавшейся величине _инв/_зг. Значение _инв , 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 _зг 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 U_вх=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.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

Детально исследовались энергетические характеристики усиления. На рис. 8б представлены зависимости средней выходной мощности W_вых от входной мощности W_вх для однопроходного и двухпроходного вариантов усилителя. Кривые отображают зависимость энергосъёма от энерговклада. Из рисунка видно, что разница между вариантами невелика. Энергетическое усиление W_вых./W_вх за сделанные проходы при малых входных мощностях W_вх0,02-0,2 Вт составило ~10³-10², а в области насыщения усилителей ~10 (W_вх1 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.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

Исследуется влияние на пиковую мощность ряда характеристик входного импульса и величины _зад. На рис. 9 представлены результаты оптимизации ДУПМ по пиковой мощности при неизменном режиме возбуждения. Максимум на кривых соответствует оптимальным значениям _зад, определяемым соотношениями (6)-(8). С другой стороны при использовании ЗГ с более коротким импульсом согласно (7) необходимо уменьшить оптимальную величину _зад, что и наблюдается в эксперименте - максимумы кривых на рисунке сдвигаются влево. Отметим, что величина _инв 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.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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 ₁=0,578 мкм и ₂=0,51 мкм, то с помощью механизмов генерации вторых гармоник (ГВГ) можно получать ультрафиолетовое излучение (УФИ) на длинах волн ₃=0,289 мкм и ₃=0,255 мкм, а посредством генерации суммарной частоты (ГСЧ) на длине волны ₃=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.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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 и доли энергии при различных коэффициентах увеличения М. В случае М=200 величина , приходящаяся на пучок с наименьшей расходимостью 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 '.

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.

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

- Для цилиндрического и коаксиального объёма плазмы с однородным коэффициентом поглощения k_o, представлены новые формулы, описывающие зависимость вероятности вылета фотона (r,k_oR) от координаты r при любых оптических плотностях 10⁹?k_oR?0.

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

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

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

3. 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.

4. 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 n_м, к быстрому ~10^-610^-5 с и последующему медленному ~10^-4 с. При этом модель впервые описывает появление вторых максимумов в зависимостях n_м(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 (E_k?5 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.

5. Представлены результаты расчёта характеристик излучения ЛПМ с коаксиальными разрядными камерами большого объёма ~ (320) л и небольшим зазором между цилиндрами ~(13) 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. (1,52)% и более высокие (~10 кГц) оптимальные частоты следования импульсов по сравнению с обычными ЛПМ того же объёма (~20 л).

6. 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.

7. 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 2225 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.

8. 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.

9. 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 и мощности ультрафиолета W_уф, чем в экспериментах с острой фокусировкой.

- Определена роль различных резонаторных пучков в процессе генерации УФИ. Показано, что наибольшие значения W_уф и 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 W_уф ~0,75 Вт и ~12 % (для ГСЧ, =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 (W_уф ~1 Вт и ~10-15%).

10. 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 и мощности W_уф обусловлено, в основном, более высокой пиковой мощностью (по сравнению с ЛПМ) и высоким качеством излучения усилителя.

- При уровне полной мощности излучения двухпроходного усилителя W?19 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 : для ГВГ из зелёной линии 27 % (=0,255 мкм) и ГСЧ 24 % (=0,271 мкм). Для ГВГ (=0,289 мкм) из жёлтой линии излучения достигнуто рекордное значение 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. 162166.

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. 191192.

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.193195.

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. 995997.

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. 966971.

8. Директор Л.Б., Маликов М.М., Фомин В.А. Реабсорбция излучения в неоднородной низкотемпературной плазме // ЖТФ. 1987. Т. 57. № 1. С.2832.

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, № 3571В-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. 427432.

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. 16521657.

12. Карпухин В.Т., Конев Ю.Б., Маликов М.М. Исследование суммирования частот лазера на парах меди // Квантовая электроника. 1998. Т. 25. 9. С. 809813.

13. Карпухин В.Т., Маликов М.М. Использование лазера на парах меди для получения ультрафиолетового излучения // Оптика атмосферы и океана. 1998. Т. 11. № 23. С.181186.

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. 8789.

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. 934938.

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. 416418.

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. 411415.

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. 844848.

20. Карпухин В.Т., Маликов М.М. Двухпроходный лазерный усилитель на парах меди с высокой пиковой мощностью // ЖТФ. 2005. Т.75. №10. С.6972.