Эксимерные источники УФ излучения

УДК 621.373.826
В.А. Акимов1, А.А. Воронов1, В.И. Козловский2, Ю.В. Коростелин2, А.И. Ландман2,
Ю.П. Подмарьков2,1, М.П. Фролов2,1.
1
2
Московский физико-технический институт (государственный университет)
Физический институт им. П. Н. Лебедева РАН
ПРИМЕНЕНИЕ Fe:ZnSe-ЛАЗЕРА В МЕТОДЕ ВНУТРИРЕЗОНАТОРНОЙ
ЛАЗЕРНОЙ СПЕКТРОСКОПИИ (ВРЛС).
В последнее время возрастает интерес к лазерам ближнего и среднего ИК
диапазона спектра. Он обусловлен, в частности, наличием у многих молекул сильных
линий поглощения в данной области спектра. Это позволяет использовать данные
лазеры для дистанционного зондирования атмосферы, контроля технологических
процессов и в высокочувствительных методах спектроскопии, таких, например, как
спектроскопия на основе затухания излучения в резонаторе (cavity ring-down
spectroscopy) или внутрирезонаторная лазерная спектроскопия (ВРЛС).
Одними из перспективных кандидатов для создания компактных, эффективных
лазеров диапазона 2-5 мкм являются кристаллы халькогенидов (ZnS, ZnSe, CdSe и т.п.),
легированные ионами переходных металлов (Cr, Co, Ni, Fe и т.п.). В частности, лазеры
на основе кристаллов Cr2+:ZnSe и Fe2+:ZnSe имеет полосу перестройки 2.1-3.1 мкм [1] и
3.77-5.05 мкм [2] соответственно, обладают низким порогом генерации и высоким
КПД. На основе Cr2+:ZnSe-лазера был создан внутрирезонаторный лазерный
спектрометр и продемонстрирован рост чувствительности спектра генерации к
внутрирезонаторному поглощению при длительности генерации до 235 мкс, что
эквивалентно эффективной поглощающей длине 70 км [3].
Из лазеров на основе этой группы кристаллов Fe2+:ZnSe-лазер интересен тем, что
является самым длинноволновым. Кроме того, в его диапазон перестройки попадает
одно из окон прозрачности атмосферы вблизи 4.1 мкм. Впервые генерация на нем была
получена в диапазоне температур 15-180 K на кристалле, выращенном методом Бриджмена [4] с температурной перестройкой длины волны от 3.98 мкм до 4.54 мкм.
Используя кристалл Fe2+:ZnSe выращенный из паровой фазы методом свободного
роста с использованием химического транспорта в водороде, мы в предыдущих работах
получили генерацию в диапазоне температур (85-255 K) с более высокими КПД по
поглощенной энергии и энергией генерации. При температуре 85 K в селективном
резонаторе удалось осуществить плавную перестройку спектра генерации в диапазоне
3.77-4.40 мкм [2].
В данной работе мы впервые исследовали динамику развития спектра генерации
Fe2+:ZnSe лазера при наличии внутрирезонаторного поглощения и возможность его
использования в методе ВРЛС. Продемонстрирован линейный рост чувствительности
спектра генерации к внутрирезонаторному поглощению для линий метана вблизи
длины волны 4.1 мкм при длительностях генерации до 80 мкс. При коэффициенте
заполнения резонатора лазера 0.076 это соответствует эффективной длине поглощения
1.8 км.
Работа выполнена при частичной финансовой поддержке совместной Программы
Министерства образования и науки РФ и Американского фонда гражданских
исследований и развития "Фундаментальные исследования и высшее образование"
(грант CRDF MO-011-0/B2M411), Программы "Научные школы России" (грант НШ6055.2006.02) и Программы Министерства образования и науки РФ "Развитие научного
потенциала высшей школы".
Литература
1.
Kuck S. Spectroscopy and laser characteristics of Cr2+-doped chalcogenide crystals –
overview and recent results // Journal of alloys and compounds. 2002. V. 28. P. 341.
2.
Акимов В.А., Козловский В.И., Коростелин Ю.В., Ландман А.И., Подмарьков Ю.П,
Фролов М.П. Спектральная динамика внутрирезонаторного поглощения в импульсном Cr2+:ZnSe – лазере // Квантовая электроника. 2005. Т. 35. С. 425.
3.
Adams J.J., Bibeau C., Page R.H., Krol D.M., Furu L.H., Payne S.A. 4.0-4.5-µm lasing
of Fe:ZnSe below 180 K, a new mid-infrared laser material // Optics Letters. 1999. V. 24.
P. 1720.
4.
Fedorov V.V., Mirov S.B., Gallian A., Badikov V.V., Frolov M.P., Korostelin Yu.V.,
Kozlovsky V.I., Landman A.I., Podmar’kov Yu.P., Akimov V.A., Voronov A.A.
3.77-5.05 µm tunable solid state lasers based on Fe2+-doped ZnSe crystals operating at
low and room temperatures // IEEE J. Quantum Electron. 2006. V. 42. P. 907.
УДК 621.373.826
В.А. Акимов1, В.И. Козловский2, Ю.В. Коростелин2, А.И. Ландман2, Ю.П. Подмарьков2,1,
М.П. Фролов2,1.
1
2
Московский физико-технический институт (государственный университет)
Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН
ГЕНЕРАЦИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ КРИСТАЛЛОВ Cr:CdSe,
ВЫРАЩЕННЫХ ИЗ ПАРОВОЙ ФАЗЫ С ЛЕГИРОВАНИЕМ В ПРОЦЕССЕ
РОСТА
Высокий интерес к твердотельным лазерам среднего ИК диапазона спектра
обусловлен постоянно возрастающей потребностью в недорогих компактных
источниках ИК излучения для широкого круга практических применений, включающих
мониторинг окружающей среды, контроль за технологическими процессами,
безопасную для зрения лазерную локацию, анализ малых газовых примесей, различные
неинвазивные методы медицинской диагностики с помощью безопасных для зрения
лазерных источников, оптическую связь и др. Кристаллы A2B6, легированные
двухвалентными ионами переходных металлов, образуют класс новых перспективных
лазерных сред для диапазона 2-5 мкм [1].
В настоящее время наиболее исследованы лазеры на кристаллах Cr2+:ZnSe и
Fe2+:ZnSe, обладающие диапазонами спектральной перестройки 2-3 мкм [2] и 3.775.05 мкм [3] соответственно. Кристалл Cr2+:CdSe интересен тем, что в нем была
реализована лазерная генерация в промежуточной области спектра 2.1-3.4 мкм [4].
Для достижения предельных лазерных параметров требуются кристаллы с
низкими внутренними потерями, уровень которых в значительной степени зависит от
технологии их получения. В данной работе изучаются кристаллы Cr2+:CdSe,
выращенные из паровой фазы с одновременным легированием в процессе роста.
Лазерные характеристики этих кристаллов исследуются при импульсной накачке
излучением Tm:YLF-лазера с длиной волны 1.9 мкм.
Работа
поддержана
совместной
российско-американской
Программой
"Фундаментальные исследования и высшее образование" Министерства образования и
науки РФ и Американского фонда гражданских исследований и развития (грант CRDF
MO-011-0/B2M411), Программой "Научные школы России" (грант НШ-6055.2006.02) и
Программой Министерства образования и науки РФ "Развитие научного потенциала
высшей школы".
B
Литература
1.
DeLoach L.D., Page R.H., Wilke G.D., Payne S.A., Krupke W.F. Tsubo H., Itoh M.,
Tanabe M., Hayashi T., Uchida T. Transition metal-doped zinc chalcogenides:
spectroscopy and laser demonstrarion of a new class of gain media // IEEE J. Quantum
Electron. 1996. V. 32. P. 885.
2.
Page R.H., Schaffers K.L., DeLoach L.D., Wilke G.D., Patel F,D., Tassano J.B., Jr.,
Payne S.A., Krupke W.F., Chen K.-T., Burger A. Cr2+-doped zinc chalcogenides as
efficient, widely tunable mid-infrared lasers // IEEE J. Quantum Electron. 1997. V. 33.
P. 609.
3.
Fedorov V.V., Mirov S.B., Gallian A., Badikov V.V., Frolov M.P., Korostelin Yu.V.,
Kozlovsky V.I., Landman A.I., Podmar’kov Yu.P., Akimov V.A., Voronov A.A. 3.77-5.05µm tunable solid state lasers based on Fe2+-doped ZnSe crystals operating at low and
room temperatures // IEEE J. Quantum Electron. 2006. V. 42. P. 907.
4.
McKay J., Roh W.R., ScheplerK.L. Extended mid-IR tuning of a Cr2+:CdSe laser // OSA
Technical Digest on Advanced Solid-State Lasers. 2002. Paper WA7.
УДК 535.321.9
А.В. Зателепин1, В.П. Кириллов1, О.А. Судаков1, Д.Д. Сукачев1, А.О. Тулаева1
1
Московский физико-технический институт (государственный университет)
ИЗМЕРЕНИЯ ПОЛЯРИЗУЕМОСТИ ИОНОВ НЕОДИМА В УСЛОВИЯХ
НОРМАЛЬНОЙ ОТРИЦАТЕЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ.
Явление отрицательной дисперсии определяет устойчивость мощных лазерных
пучков в активных средах, квантовых генераторах и усилителях. Отрицательная
дисперсия вызывает флуктуации показателя преломления среды, согласованные с
пространственной структурой пучка. Величина эффекта определяется как инверсной
населенностью (усилением среды), так и поляризуемостью ионов неодима. Нашей
задачей являлась экспериментальная оценка поляризуемости ионов неодима на длине
волны 0,63 мкм, то есть в области нормальной дисперсии (длина волны лазерного
излучения 1,06 мкм).
Для определения поляризуемости использовалась двулучевая интерференционная
схема. Активная среда (стержень длиной 27 см, диаметром 1 см. из фосфатного стекла
ГЛС-22) помещалась в резонатор лазера. По пути распространения первого луча гелийнеонового лазера возбуждалась генерация на длине волны 1,06 мкм, инверсная
населенность при этом поддерживалась постоянной на пороговом значении. Второй
пучок гелий-неонового лазера проходил через стержень в области отсутствия
генерации, и инверсная населенность определялась интенсивностью накачки. Были
проведены опыты по определению населенности верхнего лазерного уровня в областях
генерации и в ее отсутствии. Пороговая концентрация ионов неодима составляла около
5*1017 см-3, а в области свободной от генерации 1 - 4 *1018 см-3 для различной
интенсивности накачки стержня. Собранный двулучевой интерферометр позволял
измерять контрастность интерференционной картины, возникающей при сложении
двух пучков гелий-неонового лазера с фазовым фронтом близким к плоскому и
гаусовским
распределением
интенсивности.
Интерференционная
картина
фотографировалась от момента времени начала генерации до момента достижения
максимальной инверсной населенности в области свободной от генерации.
С ростом усиления активной среды стержня, то есть с ростом населенности
верхнего лазерного уровня изменяется разность показателей преломления вдоль
траекторий двух пучков, интерференционная картина смещалась во времени и ее
контрастность падала. Уменьшение контрастности интерференционной картины
определяется и изменением населенности верхнего лазерного уровня, и
поляризуемостью ионов неодима. Конечно, разность хода двух лучей может
зависимость и от неравномерности прогрева активной среды, и от ее деформации, но,
как показали предварительные опыты, этими явлениями для нашего тонкого стержня
можно пренебречь. Наша установка позволяет измерять контрастности
интерференционной картины не выше 0, 95 (максимальная разность хода около λ/4 –
λ/2).
Для максимальной разности населенности верхнего лазерного уровня 4*1018 см-3
регистрация такой контрастности соответствует поляризуемость ионов неодима 5*10-26
см3.
Полученные экспериментальные результаты близки к отмеченным.
1.
2.
3.
Литература
Судаков О.А., Долгих В.А., Каменец Ф.Ф., Кириллов В.П. Когерентность
лазерного излучения. -М.: МФТИ, 2003
Мак А.А., Сомс Л.Н., Фромзель В.А., Яшин В.Е. Лазеры на неодимовом стекле. М.: Наука, 1990
Антипов О.Л., Кужелев А.С., Лукьянов А.Ю., Зиновьев А.П. Измерения
показателя преломления лазерного кристалла Nd:YAG при возбуждении ионов
Nd3+. – Квантовая электроника №10, 1998
УДК 535.015
В.Г. Баленко2, И.А. Джорджадзе1, В.М. Мизин2, В.А. Петухов3, А.Н. Труфанов1,
Б.А. Уманский4
1
Московский физико-технический институт (государственный университет)
2
Государственный Научный Центр «НИОПИК»
Физический институт имени П.Н.Лебедева Российской академии наук (ФИАН)
3
4
Институт кристаллографии ИКРАН
ЭЛЕКТРОННАЯ ПЕРЕСТРОЙКА ДЛИНЫ ВОЛНЫ ИЗЛУЧЕНИЯ ДРОСЛАЗЕРА
Предложена и реализована схема электронного управления положением линии
генерации ДРОС-лазера (лазера с динамической распределенной обратной связью).
Длина волны генерации изменяется при изменении угла падения между
интерферирующими пучками. Угол изменяется при прохождении через
двулучепреломляющий кристалл кальцита при изменении поляризации. Изменение
поляризации происходит за счет электронно управляемой жидкокристаллической
структуры – твист-ячейки. Пределы перестройки определяются углом при вершине
кальцита. Экспериментально определены пределы перестройки и энергетические
параметры ДРОС-лазера.
Литература
1.
K.P. Kretch, W.J. Blau, V. Dumarcher, L. Rocha et al, Appl. Phys. Lett. 76, 2149 (2000)
2.
L. Hu. Jiang, Opt. Commun., 148, 275 (1998)
3.
X.-L. Zhu, S.-K.Lam, and D. Lo, Appl. Opt., 39, 3140 (2000)
4.
X.-L. Zhu and D. Lo, Appl. Phys. Lett., 77, 2647 (2000)
5.
V. G. Balenko, A.N. Kirin, A.V. Kovtun, and V.M. Mirzin, Zh. Prikl. Spektrosk., 69, 276
6.
S. Chandra, N. Takeuchi, and S.R. Hartmann, Appl. Phys. Lett., 21, 144 (1972)
7.
L. Rocha, V. Dumarcher, C. Denis, P. Raimond, C. Fiorini, J. Appl. Phys. 89, 3067
(2001)
УДК 535.015
В.Г. Баленко1, Г.В. Скворцов2, Б.А. Уманский3
1
Государственный Научный Центр «НИОПИК»
2
Московский физико-технический институт (государственный университет)
3
Институт кристаллографии ИКРАН
ТЕМПЕРАТУРНЫЙ ДРЕЙФ СПЕКТРАЛЬНОЙ ЛИНИИ ГЕНЕРИРУЕМОГО
ИЗЛУЧЕНИЯ ОРГАНИЧЕСКИХ КРАСИТЕЛЕЙ В ХОЛЕСТЕРИЧЕСКОМ
ЖИДКОМ КРИСТАЛЛЕ
Собрана установка для исследования параметров генерации минилазера на
органических красителях в холестерических жидких кристаллах (ХЖК). Определено
положение стоп-зоны по отношению к полосе люминесценции красителя.
Генерирование лазерного излучения происходит на длине волны расположенной на
краю стоп-зоны.
С изменением температуры ХЖК происходит значительное изменение длины
волны генерируемого излучения [1] , что объясняется изменением шага спирали ХЖК и
расстояния между Брегговскими максимумами системы
Литература
1.
Блинов Л.М., «Электро- и магнитооптика жидких кристаллов» М., «Наука» 1978
стр. 251
УДК 537.8
В.В. Костин, О.В. Коротаев, А.Н. Труфанов.
Московский физико-технический институт (государственный университет)
ПЕРЕХОД ФРЕДЕРИКСА В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ ВБЛИЗИ ЧАСТОТЫ
ИНВЕРСИИ ЗНАКА ДИЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ АНИЗОТРОПИИ
Экспериментально исследованы доменные неустойчивости нематических жидких
кристаллах (НЖК) в переменном электрическом поле вблизи частоты инверсии знака
диэлектрической анизотропии при планарой, гомеотропной и твистовой ориентациях
директора. Установлено, что наблюдаемые доменные неустойчивости представляют
собой статические модулированные структуры, в которых движение жидкости
отсутствует. Пороговое напряжение зависит от анизотропии диэлектрической
проницаемости и не зависит от проводимости, от толщины слоя НЖК. Аналогичные
характеристики имеют S-, B- и T- эффекты (переход Фредерикса вдали от частот смены
знака диэлектрической анизотропии). Проведено сравнение теоретических (1, 2) и
экспериментальных пороговых напряжений. На основании всей совокупности данных
сделано заключение, что доменные неустойчивости обусловлены чисто
ориентационной деформацией исходной ориентации директора НЖК, которая в данных
случаях имеет периодический характер.
Литература
1.
W. J. F. Goossens. Phys. Lett. 40A, 95 (1972).
2.
W. H. de Jeu, Th. W. Lathouwers. Mol. Cryst. Liq. Cryst., 26, 235 (1974).
УДК 533.951.2
Е.В. Писковский1
1
Московский физико-технический институт (государственный университет)
ГЕНЕРАЦИЯ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НИЗКОЙ ЧАСТОТЫ
РЕЛЯТИВИСТСКИМ СОЛИТОНОМ
В работе рассматривается одномерный релятивистский солитон, возбужденный в
холодной бесстолкновительной плазме. Электромагнитный солитон излучает свою
энергию за счёт излучения в вакуум электромагнитного импульса через границу
плазма-вакуум. Частота этого излучения близка к плазменной частоте. Рассматривается
простейший случай неподвижного не опрокидывающегося солитона, сформированного
в слое однородной холодной бесстолкновительной плазмы, границы которого
описываются функциями включения.
Процесс описывается в одномерном приближении. Огибающая уединенной волны
определяется решением нелинейного уравнения Шредингера. Ограничение на частоту
солитона взято из статьи [1].
Несмотря на малость амплитуды поле солитона на границе плазмы возбуждает
дипольный момент, что является причиной возникновения вторичного импульса с
частотой приблизительно равной плазменной.
На границе плазма-вакуум на электрическое и магнитное поля накладываются
граничные условия, с помощью которых можно будет описать огибающую излучаемого
электромагнитного импульса. [4]:
⎧ a ( x , ω ) = a ( − L , ω ), − ∞ < x < − L ;
⎪
⎨ a ( x , ω ) = a ( L , ω ), L < x < +∞ ;
⎪ E plasma = E vacuum , i = y , z .
i
⎩ i
В солитоноподобных волнах сохраняется существенная часть энергии исходного
лазерного импульса в виде электромагнитной волны, частота которой близка к
плазменной, и кинетической энергии электронов, находящихся в уединенной волне.
Электромагнитная
энергия
солитона
определяется
через
плотность
электромагнитной энергии внутри уединенной волны. Следуя [3]:
L
Ε em =
∫ 1 /( 8π )( E ( x ) + B ( x ) ) dx
−L
2
2
Кинетическая энергия электронов внутри уединенной волны равна значению
следующего интеграла (см. [3]):
L
Ε kin =
∫ n ( x )( ϕ ( x ) − 1) dx
−L
В вакуум излучается поперечная электромагнитная волна. Исходя из того, что
энергия теряется только за счет излучения электромагнитной волны, запишем скорость
изменения полной энергии солитона [3]:
⎧⎪ ∂ Ε ∂ ω ∂ ω ∂ t = − 2 S n ( L , ω );
⎨
⎪⎩ 2 3 < ω < 1 .
Проинтегрируем полученное уравнение от начальной частоты (2/3)1/2 до частоты
ω. Таким образом получим время, в течение которого будет наблюдаться излучение
электромагнитного импульса. Поскольку известна зависимость электрической
компоненты импульса от частоты в вакууме, легко найти его огибающую.
При рассмотрении зависимости огибающей электромагнитного импульса от
времени обнаружен максимум, наличие которого можно объяснить увеличением с
течением времени величины вектор-потенциала электромагнитного солитона на
границе плазма-вакуум. Это влечет за собой увеличение амплитуды электрической
компоненты излучаемой волны.
Работа выполнена под руководством профессора, доктора физико-математических
наук Ф.Ф. Каменца и профессора, доктора физико-математических наук С.В. Буланова.
Литература
[1] T. Zh. Esirkepov, F. F. Kamenets, S. V. Bulanov, N. M. Naumova, JETP Lett., 68 33
(1998)
[2] Y. Sentoku, T. Zh. Esirkepov, K. Mima, K. Nishihara, F.Califano, F. Pego-raro, H.
Sakagami, Y. Kitagawa, N. M. Naumova, S. V. Bulanov, Phys. Rev. Lett., 83 3434
(1999)
[3] Л. Д. Ландау, Е. М. Лифшиц, Теория поля, Наука, Москва (1984).
[4] Л. Д. Ландау, Е. М. Лифшиц, Электродинамика сплошных сред, Наука, Москва
(1984).
УДК 539.1.074.4
М.А. Маковский1,2, А.В. Ивашин2
1
Московский физико-технический институт (государственный университет)
2
Государственный Научный Центр РФ Институт физики высоких энергий
ЧЕРЕНКОВСКИЙ СЧЁТЧИК УСТАНОВКИ ВЕС ДЛЯ ИДЕНТИФИКАЦИИ
БЫСТРЫХ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ.
Установка ВЕС[1] - это широкоапертурный магнитный спектрометр, на котором
изучаются
реакции взаимодействия отрицательных пионов с мишенью. Для
корректной интерпретации результатов необходимо наряду с импульсами определять
типы образовавшихся частиц. Измеряя черенковское излучение[2] заряженных частиц
в среде, можно оценить скорость и, тем самым, определить массу. Основное назначение
многоканального черенковского счётчика - отделять пионы (масса 140 МэВ/c^2) от
каонов (масса 494 МэВ/c^2) в диапазоне импульсов от 4.5 до ~20 ГэВ/с.
Счётчик представляет из себя ёмкость объёмом 8 м^3, наполненную газом с
подобранным под данный диапазон импульсов показателем преломления (фреон-22
приатмосферном давлении), в которой размещены 28 сферических зеркал, каждое из
которых фокусирует черенковский свет на отдельный фотоумножитель.
Характерное число фотонов, испускаемых быстрой заряженной частицей в
диапазоне прозрачности газа и окна ФЭУ - порядка 10^2, средняя квантовая
эффективность фотокатода составляет около 10%. Таким образом, необходимо
фиксировать слабые сигналы в импульсном режиме, что требует детального изучения и
оптимизации светосбора (оптической схемы), отклика ФЭУ и работы регистрирующей
аппаратуры. Основной характеристикой ФЭУ при работе с малыми засветками является
амплитудный одноэлектронный спектр - отклик на вылет одного электрона с
фотокатода. Для всех 28 ФЭУ они были измерены методом ослабленной импульсной
вспышки со схемой совпадения [3]. Этот метод позволяет также откалибровать
коэффициент преобразования сигналов в отсчёты АЦП.
Предложен способ идентификации частиц с использованием детальной
оптической модели черенковского счётчика и прямого измерения одноэлектронных
спектров ФЭУ. Для каждого события перебираются все возможные комбинации типов
заряженных частиц (π, K, e, p), зарегистрированных трековой системой, и для каждого
варианта вычисляется распределение вероятностей для сигналов со счётчика. На основе
полученных распределений и реально зарегистрированных сигналов выбирается
наиболее подходящий вариант.Данный метод позволяет более точно учитывать
аксептанс детектора при проведении физического анализа событий.
Работа поддержана грантами РФФИ 05-02-08082, РФФИ 05-02-17664, НШ
5911.2006.2
Литература
1.
S. I. Bityukov et al., Phys.Lett. B268 (1991) 137 Observation of resonance with mass M
= 1814-MeV, decaying into π-η η .
2.
Л.Д Ландау и Е.М. Лифшиц, Электродинамика сплошных сред, Наука, Москва,
2001.
3.
А.Н. Перцев, Одноэлектронные характеристики, Атомиздат, Москва, 1971.
4.
В.В. Костюхин "Методика реконструкции данных установки ВЕС. Исследование
реакции π-Be->K+K-π-Be" 2000. Диссертация
http://pcbech.ihep.su/ves/publications/becpubframe.html
УДК 621.327.42
В. А. Долгих1, Л. П. Менахин2, А. З. Нусратуллин1, А. М. Сорока2.
1
Московский физико-технический институт (государственный университет)
2
Всероссийский электротехнический институт
ЭКСИМЕРНЫЕ ИСТОЧНИКИ УФ ИЗЛУЧЕНИЯ
В данной работе исследуется излучение галогенидов инертных газов (XeCl,
λ=308нм; KrCl, λ=222нм) в продольном тлеющем разряде низкого давления (~4тор).
Интерес к продольной геометрии разряда обусловлен тем, что в этом случае высокое
сопротивление разряда можно обеспечить уже при давлении ≤10тор. Это позволяет
поддерживать высокие значения Е/P и, таким образом, получить высокую
эффективность возбуждения электронных уровней благородных газов. Благодаря
низким давлениям (по сравнению, например, с пучковой накачкой), обеспечивается
существенное снижение тушения эксимерных молекул и возбуждённых атомов
благородных газов тяжелыми частицами, что приводит к увеличению эффективности
люминесценции.
В наших экспериментах эффективность люминесценции молекул XeCl и KrCl
составила ~20% при вкладываемой мощности ~1кВт/л. Увеличение вкладываемой
мощности без прокачки активной среды приводит к некоторому снижению КПД лампы.
Как показали эксперименты, выполненные в настоящей работе, уменьшение
эффективности эксимерной лампы связано с выработкой молекулярного хлора. Нами
была создана установка, позволяющая осуществлять прокачку активной среды через
разрядный промежуток. В результате было показано, что уже при скорости прокачки
~1тор·л/с высокая эффективность излучения сохраняется вплоть до мощности накачки
~1,5кВт/л.
Литература
1.
В. А. Долгих, Л. П. Менахин, А. З. Нусратуллин, А. М. Сорока. Излучение
галогенидов инертных газов в продольном разряде, Труды XLVIII научной
конференции МФТИ. 2005г. Ч. II с. 96.
2.
«Газовые лазеры» под ред. И. Мак-Даниеля и У. Нигэна, издательство «Мир»,
Москва, 1986 г.