2. На электроды лазера подается импульс напряжения. В этом случае Е/N отлично от нуля, что приводит к тому, что электроны начинают приобретать энергию от электрического поля, а электронная температура Те начинает расти и отрываться от температуры нейтральных частиц. Электронная температура Те ~ E/N. Поэтому по мере роста E/N увеличивается вероятность возбуждения нейтральных атомов электронами. Процессы прилипания еще полностью доминируют над процессами ионизации, то есть нет развития электронных лавин, но уже идет накопление нейтральных атомов в возбужденных состояниях. Это приводит к тому, что увеличивается величина S0, так как теперь ионизироваться УФ- подсветкой могут частицы не только из основного, но и возбужденного состояния (при этом предыонизация вкладывает в активную среду туже энергию, что и ранее, но увеличивается концентрация электронов). Тогда концентрация электронов описывается выражением

, (18)

γne - увеличение выхода электронов. Можно показать, что уменьшение порога пробоя основного лазерного промежутка под действием предыонизации обусловлено действием именно этого механизма. Таким образом, предыонизация активной среды осуществляется не мгновенно, а в течение определенного времени t. В этой связи важно определить оптимальное время действия предыонизации и установить взаимосвязь τ с энергетическими характеристиками XeCl-лазера при различных типах предыонизации. Поэтому представляется целесообразным провести комплексное исследование влияния параметров и режима работы контура предыонизации на генерационные характеристики

2.Основные схемы возбуждения ЭЭЛ

Системы возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров, использующие сосредоточенные емкости, можно классифицировать на выполненные по типу LC-контура или LC-инвертора. В равной мере оба типа систем возбуждения используются не только в лабораторных лазерах, но и в серийно выпускаемых. Вместе с тем они имеют и существенные отличия. Системы возбуждения на основе LC-контура позволяют получать энергии генерации ³1 Дж, а при импульсной зарядке накопительной емкости до 20 Дж , формировать длинные импульсы генерации, успешно управлять их формой и длительностью, иметь высокую генерационную эффективность. Однако такие требования к LC-контуру как минимальная индуктивность, использование специальных конденсаторов и низкоимпедансных коммутаторов ограничивает их применение, особенно когда необходимы высокие мощности генерации (>50 МВт) и большая частота повторения импульсов. В таких случаях чаще всего используются системы возбуждения на основе LC-инвертора. Во-первых, у них снижены требования к коммутатору и индуктивности в его цепи и во-вторых, они позволяют вдвое увеличить напряжение, прикладываемое к лазерным электродам.

В технике возбуждения газоразрядных лазеров в основном используется три типа электрических схем: так называемая схема Блюмляйна (рис. 2а), схема с перезарядкой емкостей (рис.2б) и генератор Маркса(рис. 2в).

Недостатком схемы Блюмляйна является трудность согласования импедансов нагрузки и контура возбуждения. Но зато существует

теоретическая возможность удвоения напряжения на нагрузке. Кро­ме того, при оптимальных параметрах согласования нагрузка на коммутатор низка, т. к. коммутируется только емкость С1, которая в большинстве случаев в 2-3 раза меньше С2.

Схема с перезарядкой емкостей (рис. 2б) наиболее сильно нагружает. коммутатор (тиратрон), т. к. коммутируемая емкость С1 больше С2. Кроме того, в случае согласованной нагрузки напряже­ние на ней падает более чем вдвое по сравнению с начальным на­пряжением на накопительной емкости С1.

Генератор Маркса применяется в мощных лазерных установках, где основной упор сделан на энергетические, а не частотные ха­рактеристики, т. к. в этом типе схемы возбуждения в качестве ком­мутаторов используются искровые разрядники, не позволяющие ра­ботать с частотами выше 10 Гц.

Итак, мы остановились на схеме Блюмляйна, которая, как показывает анализ, наиболее эффективна для применения в лазе­рах средней мощности, с запасаемой в емкостях энергией поряд­ка 10 - 20 Дж. Рассмотрим подробнее работу этой схемы (рис. 3) переходные процессы, начинающиеся в схеме после включения ти­ратрона Т, описываются нелинейным дифференциальным уравнением пятого порядка. Дело упрощается, если моделировать процесс пробоя межэлектродного промежутка ступенчатой кривой (рис. 4), где сопротивление нагрузки падает до 0, 5-0, 3 Ом в момент начала лавинных процессов. Это приближение сильно упрощает уравнения и довольно хорошо описывает работу схемы.

Качественно картина работы схемы возбуждения выглядит так: первоначально емкости С1 и С2 заряжаются от источника питания до напряжения U0. После включения коммутатора Т в контуре 1 начинается довольно медленный процесс переразрядки емкости C1 с характерным временем (L1c1), где L1 - индуктивность тиратрона. Этот контур в основном определяет крутизну нарастания напряжения на нагрузке - межэлектродном промежутке. В идеальном слу­чае процесс инвертирования заряда на С1 проходит полностью, и в момент пробоя емкости С1 и С2 оказываются соединенными последовательно, напряжение на нагрузке удваивается по сравнению с начальным U0. Реально же из-за довольно медленного процесса, тормозимого конечными переходными характеристиками тиратрона, нарастание напряжения на нагрузке недостаточно быстро (около 70 нc), и пробой происходит без существенного перенапряжения.

Длительность импульса тока, следовательно и плотность тока, определяет контур 11 с характерным временем

Как показывают эксперименты, можно пожертвовать скоростью нарастания напряжения и, подсоединив параллельно нагрузке емкость С3, уменьшить за счет взаимоиндукции L2 и L3 эффективную индуктивность разрядного контура, тем самым ускорить процессы энерговклада в плазму. Этот метод оказался довольно эффективным и позволил поднять кпд лазера в 1, 5 раза.