Главная > Газовые лазеры
<< Предыдущий параграф
Следующий параграф >>
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Макеты страниц

10.4. Накачка

Как мы уже упоминали во введении, существуют три главных метода накачки лазеров на галогенидах инертных газов: 1) накачка электронным пучком; 2) накачка разрядом, управляемым электронным пучком, и 3) накачка разрядом (лавинным) с УФ-предыонизацией. Ниже в данном разделе мы рассмотрим эти методы накачки и связанные с ними проблемы.

10.4.1. Накачка электронным пучком

Достижения в области разработки лазеров высокой мощности обусловлены главным образом применением для накачки высокоэнергетических электронов. Быстрые электроны были впервые использованы Кехлером и др. [65], а также Хоффом и др. [46] для прямой накачки лазеров на эксимерах инертных газов. Накачка лазеров на моногалогенидах этим методом впервые была осуществлена Сирлсом и Хартом [94], а также Эвингом и Брау [31]. Фактически все лазеры на эксимерах и эксиплексах на первых этапах своего развития накачивались высокоэнергетическими электронными пучками. Впоследствии такие пучки стали применяться в KrF- и XeF-лазерах в качестве внешнего источника ионизации при накачке разрядом [75]. Собственное магнитное поле пучка, вызывающее его пинчевание, является одним их ограничивающих факторов при масштабировании этих лазеров. Мангано [74] показал, к каким эффектам приводит пинчевание электронного пучка, обусловленное собственным магнитным полем, а также то, что это нежелательное явление можно исключить с помощью внешнего магнитного поля. Действительно, прикладывая внешнее магнитное поле, удалось добиться четырехкратного увеличения выходной энергии накачиваемого электронным пучком [49]. Улучшение лазерных характеристик является прямым следствием более эффективного вклада энергии электронного пучка в лазерную смесь.

Широкое применение электронных пучков для накачки обусловлено тем, что с их помощью можно вкладывать в лазерные смеси энергию с относительно большой плотностью и однородным распределением. Плотность энергии накачки Р, необходимая для получения лазерной генерации, в случае эксиплекса с отталкивательным нижним состоянием удовлетворяет условию

где у — необходимое усиление сигнала за один проход, — время жизни эксиплекса, — сечение вынужденного излучения, L - длина

активной среды, Е — энергия верхнего уровня, а эффективность возбуждения верхнего уровня. Таким образом, при усилении один проход, равном 20%, времени жизни 10 не, эффективности нозбуждения 10%, длине активной среды 20 см, и эВ получаем

Столь высокие значения мощности накачки нетрудно получить с помощью электронных пучков.

Рассмотрим здесь кратко вопрос о рассеянии электронов в газах. Будем считать, что пучок быстрых электронов полностью, описывается двумя параметрами, а именно плотностью тока и плотностью электронов. Такое упрощенное представление справедливо для хорошо коллимированных пучков. Однако быстрые электроны проходят сначала через фольгу. Если толщина фольги составляет более 2/5 средней длины свободного пробега, то быстрые электроны после пересечения ими фольги приобретут диффузное распределение по углам [4, 54]. Кроме того, хорошо коллимированный пучок можно рассматривать с помощью диффузионной теории, используя представление о суперпозиции двух изотропных источников. В отсутствие электрического и магнитного полей к диффузному пучку можно применить теорию «замедления», развитую Бете для нейтронов [3, 4]. Необходимо также учесть влияние как собственных, так и внешних магнитных полей на перенос быстрых электронов через лазерную среду. В присутствии магнитного поля диффузию электронов можно рассматривать в двух направлениях, а именно вдоль направления магнитного поля и в перпендикулярном к нему направлении. Диффузия поперек магнитного поля ограничена из-за стремления электронов двигаться по спирали вдоль направления магнитного поля. Действительно, диффузия в направлении, перпендикулярном силовым линиям магнитного поля, уменьшается на множитель где X — средняя длина свободного пробега, а — ларморовский радиус [55]. Однако вследствие зависимости величин X и от энергии электронов результирующая диффузия поперек магнитного поля сложным образом зависит от величины магнитного поля В и энергии электронов. При очень больших значениях В диффузия в направлении, перпендикулярном силовым линиям поля, оказывается обратно пропорциональной величине магнитного поля [55]. В действительности необходимую величину внешнего магнитного поля можно выбрать таким образом, чтобы получить от этого определенную пользу. Для типичных давлений и составов лазерных смесей с инертными газами при значениях магнитного поля порядка килогаусс мы имеем

В присутствии сильного магнитного поля необходимо рассматривать диффузию электронов лишь вдоль направления магнитного поля. В этом случае решение диффузионной задачи для полупространства принимает простой вид [3]:

где — энергия, вкладываемая электронами в газовую смесь, — расстояние вдоль пучка, — время замедления электрона.

Рис. 11. Вклад энергии электронного пучка в смесь при общем давлении 1,7 атм. Начальная энергия электронов

Рис. 12. Вклад энергии от двух встречных электронных пучков.

Чтобы получить общий вклад энергии, выражение (14) нужно проинтегрировать по На рис. 11 представлено решение, соответствующее составу при общем давлении газовой смеси 1,7 атм. В данном расчете учитывалась потеря электронов при их прохождении через фольгу (Kapton foil) толщиной 0,05 мм.

Наиболее эффективный способ вложения энергии электронов в лазерную смесь состоит в использовании двух встречных электронных пучков. На рис. 12 показан результируюший вклад энергии для такого случая. С помощью двух встречных пучков в присутствии магнитного поля в лазерную смесь можно вложить 90% энергии быстрых электронов, причем в лазерном резонаторе вклад энергии вдоль пучков может меняться в пределах ± 10%.

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление