В.Ю. Баранов, В.М. Борисов, Д.Н. Молчанов, В.Г. Новиков, О.Б. Христофоров

ШИРОКОАПЕРТУРНЫЙ   ЭЛЕКТРОРАЗРЯДНЫЙ   ХeСl - ЛАЗЕР   С   УФ   ПРЕДЫОНИЗАЦИЕЙ   И   ЭНЕРГИЕЙ   ГЕНЕРАЦИИ   20 Дж

Приведены результаты исследования возможности увеличения апертуры электроразрядных эксимерных лазеров с УФ предыонизацией. Установлено, что связанная с поглощением УФ излучения неоднородность распределения энергии генерации по апертуре уменьшается с повышением мощности источника предыонизации. Создан широкоапертурный (13 х 10 см) электроразрядный ХеСl- лазер с УФ предыонизацией активного объема ~ 8,5 л и энергией генерации 20 Дж. Показано, что прекращение генерации в нем связано с ускорением развития ступенчатоионизационной неустойчивости под влиянием электрон-электронных столкновений даже при частичной ее стабилизации из-за существенного прилипания к колебательно-возбужденным молекулам НСl (v), которое обуславливает и колебательный характер развития неоднородностей в начале разрядного импульса.

Введение

Для предварительной ионизации активной газовой среды в эксимерных лазерах большого объема в [1] предложено использовать рентгеновское излучение, проникающая способность которого выше, чем у ультрафиолетового. Однако ряд достоинств источников УФ излучения позволяет рассчитывать на их использование в высокоэнергетичных эксимерных лазерах. В настоящей работе исследуются возможности создания широкоапертурных электроразрядных эксимерных лазеров с предварительной ионизацией УФ излучением вспомогательного скользящего разряда (СР) по поверхности диэлектрика. Преимущества использования СР состоят в том, что его можно легко создавать на больших (≥ 0,1 м²) площадях при высокой однородности заполнения поверхности диэлектрика плазмой и большой частоте следования импульсов [2, 3]. Как и искровые УФ источники, СР создает более высокий (примерно на два порядка) уровень предыонизации по сравнению с рентгеновскими источниками [4]. Кроме того, СР осуществляется непосредственно в газовой смеси лазера, что исключает применение таких «напряженных» узлов, как фольги, герметично отделяющие активную газовую среду с давлением свыше 3 атм от вакуумного объема рентгеновских источников.

Экспериментальные  лазерные  системы

Эксперименты проводились на двух электроразрядных системах с активными объемам 0,2 и ~ 9 л, схематически изображенных на рис. 1. Электроразрядный эксимерный лазер с меньшим активным объемом (рис. 1, а) подробно описан в [5]. Скользящий разряд в этом лазере использовался одновременно в качестве источника предыонизации и плазменного электрода. Накачка осуществлялась в момент действия импульса УФ излучения длительностью 100 нс по полувысоте.

Рис. 1. Лазерные электроразрядные системы с межэлектродными расстояниями 4 (а) и 13 см (б)

Применение вместо металлических плазменных электродов в виде завершенного СР повышает устойчивость (однородность) разряда, в том числе и в приэлектродных областях [5]. Это проявляется в увеличении длительности импульса генерации [6] и удельного энергосъема лазера. С увеличением апертуры лазера и объема активной среды необходимо соответственно увеличивать энергию накачки. При использовании плазменного электрода для получения разряда объемом ~ 10 л наложение на СР тока основного разряда (~ 100 кА) приводило к быстрому (менее чем за 103 импульсов) образованию нагара на поверхности использованного диэлектрика (стеклотекстолита), ухудшавшего однородность обоих разрядов. В связи с этим для создания широкоапертурного лазера нами использовалась схема рис. 1 (б), в которой предыонизация разрядного объема осуществлялась УФ излучением СР через полупрозрачный сетчатый электрод. Это исключало протекание большого тока основного разряда по поверхности диэлектрика.
Для обеспечения сравнительно малых (0,75 x 1,3 x 1,5 м) габаритных размеров лазерной установки в качестве емкостных элементов использовались конденсаторы без водяных линий. Накопителем энергии (С₁ = 0,2 мкФ) служили конденсаторы КМЧ-100/200-0,1 емкостью по 100 нФ, заряжаемые ГИНом. Четырехступенчатый ГИН с емкостью каждой ступени 0,8 мкФ заряжался до напряжения U_г = 42 кВ. Время зарядки С₁ с помощью ГИН ~ 0,5 мкс. Емкость С₁ отделена от высоковольтного электрода лазера многоканальным разрядником с двумя рядами искровых зазоров, образованных сплошным электродом круглого сечения и двумя рядами штыревых электродов. Каждый из восьми электродов одного ряда соединялся с заземленным электродом посредством керамических конденсаторов общей емкостью С₂ = 6 нФ. Такая конструкция разрядника обеспечивала зарядку С₁ до 120 кВ и затем ее малоиндуктивную коммутацию на разрядный промежуток. Импульсно заряжаемые емкости С₀ и С₀^/ по 40 нФ, набранные из конденсаторов К-15-10 и равномерно распределенные по длине электродов, служили для ускорения ввода энергии в разряд. Оцененные из расчета контурные индуктивности L₀ = L₀^/ = 70 нГ и L₁ = 110 нГ. В работе использовалось несколько вариантов электроразрядной системы, изображенной на рис. 1, б. Если не оговорено особо, применялась схема без обострительной емкости С₀^/ (С₀^/ = 0, L₀^/ = 0). Для УФ облучения разрядного промежутка использовался расположенный на расстоянии 2,3 см от плоскости сетчатого электрода двухсекционный СР, поджигаемый в момент срабатывания многоканального разрядника. Высоковольтный электрод лазера имел профиль Эрнста к₀ = 0,01 [7]. Электроды размещались в цилиндрической камере внутренним диаметром 42 см. Плоский резонатор длиной 130 см был образован алюминиевым зеркалом и пластиной из CaF₂ без покрытия.
Разрядный ток измерялся с помощью двух полосковых малоиндуктивных шунтов Ш и Ш^/ (рис. 1, б), изготовленных из ниобий-титановой фольги, а разрядное напряжение — омическим делителем. Для регистрации энергии и формы импульса генерации использовались соответственно калориметр Scientech 36-0401 и коаксиальный фотоэлемент ФЭК-22СПУ. Излучение на фотоэлемент подавалось с помощью отклоняющей плоскопараллельной пластины и фокусирующей линзы, изготовленных из CaF₂, и ослаблялось светофильтрами. Сигналы регистрировались осциллографами С8-14.
Измерение распределения энергии генерации по межэлектродному промежутку осуществлялось при перемещении калориметра с установленной перед ним щелевой диафрагмой в направлении от одного электрода к другому. Часть разрядного объема вблизи высоковольтного электрода диафрагмировалась выходным окном лазера размером 11 х 11 см.

Характеристики  лазера  с  плазменным  катодом

Известно (см., напр., [8]), что в объемном разряде между металлическими электродами неоднородности возникают в первую очередь в прикатодной области. Это связано с пониженной концентрацией электронов n_e0 в приэлектродной области, создаваемой УФ излучением искр, расположенных сбоку от основного разрядного промежутка, с уходом начальных электронов из приэлектродной области на фронте напряжения, а также возникновением катодных пятен и стягиванием на них тока объемного разряда. Неоднородность разряда у катода приводит к падению плотности генерации вблизи прикатодной области. Этот эффект иллюстрируется кривой 1 на рис. 2, показывающей распределение энергии генерации по межэлектродному промежутку шириной 4 см, имеющее место в лазере с металлическими электродами и искровой УФ предыонизацией [9].

Рис. 2. Распределение плотности энергии генерации по межэлектродному промежутку в лазерах с металлическими электрода­ми (1) и с плазменным катодом (2). Газовая смесь NF₃ : Хе : Не = 1 : 3 : 500, р = 1,5 атм; на аноде х = 0

Подобный эффект наблюдался и в [10]. В электроразрядной системе с плазменным катодом (см. рис. 1, а) указанные причины возникновения неоднородностей объемного разряда у катода устраняются [11], в результате чего достигается однородное по межэлектродному промежутку распределение плотности энергии генерации (рис. 2, кривая 2). Для KrF- и ХеСl- лазеров с межэлектродным расстоянием 4 см также наблюдалось однородное распределение плотности энергии генерации по апертуре.
На рис. 3 приведены зависимости удельной энергии генерации E_r на молекулах KrF*, XeCI*, XeF* (кривые 1—3) и начальной плотности электронов n_e0 в газовых смесях KrF- и XeCI- лазеров (4, 5) от зарядного напряжения U_n, емкости С_n (рис. 1, а), с помощью которой производился энерговклад в СР. Концентрация фотоэлектронов измерялась на расстоянии 4 см от СР методом проводимости [12].

Рис. 3. Зависимости удельной энергии генерации лазера (1—3) и начальной концентрации электронов (4, 5) от зарядного напряжения емкости С_п для газовых смесей F₂: Кr : Не = 1 : 25 : 400 (1, 4), НСl : Хе : Не = 1 : 15 : 360 (2,5) и NF₃ : Хе : Не = 1 : 3 : 500 (3) при давлении 2 атм    

При переходе от незавершенного CP (U_п < U_пр на рис. 3) к завершенному (U_п > U_пр) концентрация фотоэлектронов n_е0 увеличивается от ~ 10⁷ до ~ 5*10⁹ см^-3 (кривая 4), что приводит к десятикратному увеличению энергии генерации на молекуле KrF* (кривая 1). Возможность повышения n_е0 больше некоторой предельной величины n_е0* (n_е0* ≈ 5*10⁹ см^-3 для газовой смеси KrF-лазера, кривая 4) за счет увеличения энерговклада в СР ограничена. В типичной газовой смеси ХеСl- лазера n_е0* выше (~ 5*10¹⁰ см^-3; рис. 3, кривая ,5), так как частота прилипания электронов v_a значительно ниже, чем в смеси ХеСl- лазера (v_a ≈ 10⁸ с^-1). Как видно из рис. 3 (кривая 2), близкий к максимальному удельный энергосъем в ХеСl- лазере достигается при осуществлении предыонизации незавершенным СР, мощность УФ излучения которого примерно в 100 раз меньше, чем у завершенного СР.
Таким образом, для ХеСl- лазера (рис. 3, кривые 2, 5) уменьшение начальной плотности электронов n_е0, создаваемой завершенным СР, на два порядка приводит к слабому, в отличие от KrF-, XeF-лазеров (кривые 4, 1, 3), изменению удельной энергии генерации. В соответствии с данными [4] резкое падение удельного энергосъема в ХеСl- лазере наступает при n_е0 < 10⁸ см^-3 в газовой смеси давлением 2 атм. Вблизи завершенного СР в такой смеси n_е0 ≈ 10¹⁰ см^-3 (рис. 3, кривая 5). Можно ожидать, что использование завершенного СР для предыонизации больших межэлектродных промежутков, на которых ионизирующее УФ излучение вследствие поглощения будет уменьшаться даже в 100 раз, обеспечит эффективный энергосъем именно в ХеСl-, а не в KrF,- XeF- лазерах. Возможность такого применения УФ излучения исследовалась в ХеСl- лазере с межэлектродным расстоянием 13 см (см. рис. 1,б).

Характеристики  широкоапертурного  ХеСl- лазера  с  УФ предыонизацией

На рис. 4, а приведены зависимости плотности энергии генерации E_r от расстояния х до сетчатого полупрозрачного электрода, через который производилось УФ облучение разрядного промежутка. Объем разряда в газовой смеси НСl : Хе : Ne = 1 : 5 : 1000 давлением 5 атм составил 13 х 9,6 x 68 см = 8,5 л.

Рис. 4. Зависимости плотности энергии генерации от расстояний до сетчатых анода (1, 3) и катода (2, 4) (а), а также формы импульсов (б) при различных уровнях УФ предыонизации, осуществляемой незавершенным (1, 2, 5) и завершенным (3, 4, 6) СР в газовой смеси HCI : Хе : Ne = 1 : 5 : 1000

При осуществлении УФ предыонизации незавершенным СР, когда плотность начальных электронов вблизи него ~ 10⁸ см^-3, распределение энергии генерации оказывается резко неоднородным (рис.4 а, кривая 1). Его характер не изменяется при смене полярности напряжения на электродах (рис. 4, а, кривая 2). Это свидетельствует о том, что распределение энергии генерации определяется главным образом неравномерностью предыонизации вследствие поглощения ионизирующего УФ излучения в газовой смеси лазера. Длительность импульса генерации по полувысоте в этом случае составила 50 нс (рис. 4, б, кривая 1), хотя время ввода энергии в разряд (~ 350 нс) было в несколько раз больше.
Осуществление предыонизации завершенным СР повышает плотность начальных электронов примерно в 100 раз. Создаваемый завершенным СР уровень предыонизации (~ 5*10¹⁰ см^-3 вблизи СР) обеспечивает неизменную плотность энергии генерации на расстоянии до 7 см от сетчатого электрода, через который производится УФ облучение промежутка (рис. 4, а, кривая 3) в газовой смеси ХеСl- лазера давлением 5 атм.
Если в ХеСl- лазере с малой длительностью разряда (~ 50 нс) уровень предыонизации ~ 10⁸ см^-3 достаточен для обеспечения пространственной однородности разряда в течение 50 нс и соответственно получения энергосъемов, близких к максимальным (рис. 3, кривые 2, 5), то при большей длительности накачки, реализующейся в широкоапертурном лазере, повышение n_e0 от ~ 10⁸ до ~ 10¹⁰ см^-3 ведет к значительному (примерно в 2,5 раза) росту плотности энергии генерации (рис. 4, кривые 1, 3) за счет увеличения длительности ее импульса (рис.4, б).
Таким образом, из результатов экспериментов следует, что осуществление большей длительности генерации требует повышения уровня начальной концентрации электронов для обеспечения пространственной однородности разряда на больших временах. В случае, когда сетчатый электрод служит катодом, вблизи него наблюдается уменьшение E_r, (рис. 3, а, кривая 4), связанное с неоднородностью разряда в прикатодной области, возникающей из-за стягивания тока на катодные пятна. Снижение E_r, однако, выражено не столь сильно, как в случае сплошного металлического электрода (рис. 2, кривая 1), из-за высокого уровня n_e0 вблизи сетчатого катода, ослабляющего влияние приэлектродных возмущений.
На рис. 5 кривыми 1, 2 и 3 показаны осциллограммы разрядного напряжения, тока и импульса генерации лазера при энергии генерации 15,8 Дж.

Рис. 5. Экспериментальные осциллограммы разрядного напряжения U (1), тока /(2), генерации /_г (3), флуоресценции I_фл (4) и расчетные зависимости вкладываемой мощности Р  (5), средней концентрации электронов n_e0 (6) и частоты ступенчатой ионизации атомов Хе* v_is* без учета (7) и с учетом (8) е—е-столкновений для газовой смеси НСl : Хе : Ne = 1 : 5 : 1000 при давлении 5 атм

Кривой 4 на рис. 5 изображен импульс флуоресценции ХеСl*, наблюдаемой под углом 20° к оси разрядной камеры в отсутствие резонатора (сверхлюминесценция в этом случае отсутствовала). Как видно из рис. 5 (кривые 3, 4), практически одновременное прекращение генерации и флуоресценции ХеСl* происходит примерно за 150 нс до окончания импульса накачки (кривая 5). Причины такого ограничения длительности излучения эксимерных молекул ХеСl* в объемном разряде лазера рассмотрены ниже.

Неустойчивость  объемного  разряда  как  причина ограничения  длительности  генерации

При вводе энергии в однородный разряд, созданный при пробое, неустойчивости плазмы вскоре все равно приводят к неоднородностям активной среды, способным существенно влиять на генерационные характеристики лазеров. На послепробойной стадии импульсного разряда неустойчивости плазмы в значительной степени обусловлены конкретной кинетикой объемных процессов рождения и гибели электронов [13].
Довольно полные современные перечни кинетических процессов, учитываемых при общем моделировании электроразрядного ХеСl- лазера, содержатся в [14—16]. На рис. 6 приведены (в зависимости от E/N) скорости некоторых процессов, специфичных для рабочей смеси изучаемого лазера и необходимых в первую очередь для анализа баланса электронов плазмы. Они были рассчитаны по данным [16, 17] для рассматриваемого давления и состава смеси.

Рис. 6. Константы скорости кинетических процессов ступенчатой ионизации Хе* к_e колебательного возбуждения HCl k_v, прилипания электронов к HCl (v) к и частоты прилипания электронов v_a. ионизации и возбуждения v* атомов Хе в зависимости от параметра E/N для газовой смеси HCl : Хе : Ne = 1 : 5 : 1000 при давлении 5 атм

Типичные экспериментальные осциллограммы тока и напряжения (рис. 5, кривые 1 и 2) разрядного импульса данного лазера имеют два временных участка с качественно различным характером их поведения: первый, длительностью T₁ = 230 нс, начинается с момента (t₂ = 200 нс) достижения током экспериментально регистрируемого уровня, и второй, длительностью T₂ = 130 нс,—с момента (t₂ = 430 нс) прекращения спада напряжения (тому же моменту соответствует конец импульса генерации — см. рис. 5, кривая 5). На первом участке параметр E/N изменяется от 0,64 х 10^-16  до 0,1*10^-16 В*см², при этом средняя по сечению разряда плотность электронов n_e = J/ev_др S (S — площадь разряда, v_др — скорость дрейфа) возрастает с характерной скоростью v_е1 = d (In n_e)/dt ≈ 1,2* 10⁷ с^-1. На втором участке E/N и n_e приблизительно постоянны, в частности |v_e2| << v_e1 при n_e  ≈ 1,1 * 10¹⁵ см^-3.
Рассматривая первый участок разрядного импульса, заметим, что на большей его части v_i + v_is^* > v_i >> v_е1 > v_а, где v_is^* = k_e [ Хе* ]— частота ступенчатой ионизации возбужденных атомов Хе (рис. 5, кривая 7 — расчет по имеющемуся квазистационарному соотношению между [Хе*] и n_е). Как и в [17, 18], такое соотношение частот указывает на доминирующую роль в гибели электронов интенсивного процесса прилипания к колебательно-возбужденным молекулам (КВМ):

E + HCl (v) → Сl^- + Н

с константой скорости k ≈ 1,5*10^-8 см³/с, характерной для v ≥ 2, что на два порядка больше скорости прилипания к HCl=HCl (v = 0). Данное обстоятельство является особенностью прилипания электронов в смеси ХеСl- лазера, содержащей этот галогеноноситель. Установлено, что частоту образования КВМ с v ≥ 2 можно модельно определять как v = k_v [НСl], где k_v — суммарная эффективная частота возбуждения KBM, на самом деле возникающих главным образом в процессе последовательного колебательного возбуждения [17, 18].
Проведенный аналогично [19] линейный анализ устойчивости относительно пространственно-неоднородных возмущений соответствующей системы уравнений, учитывающей основные процессы в балансе электронов и возбужденных частиц, показывает, что относительные неоднородности эволюционируют следующим образом:

где

v ≥ 2,   γ - коэффициент диссоциативной рекомбинации электронов с NeXe⁺; К — эффективная константа гибели НСl (v) в столкновениях с электронами [17, 18]. При выводе (1) использовались следующие справедливые в данной ситуации предположения:
 а) уничтожение Хе* происходит в основном при соударениях с НСl и НСl (v) (при примерно одинаковых константах скоростей), а не с электронами;
б) ω >> λ₁;
в) ω² >> dv*_is/dt ;
г) суммарная концентрация НСl (с v = 0 и v > 0) на первом участке существенно не уменьшается, так как

Из (1) видно, что развитие неоднородности разряда носит ярко выраженный колебательный характер; ωT₁ >> 1 (ω ≈ 10⁸ c^-1). Как следует из расчетов по данным рис. 5 (кривые 7 и 6) и 6,

т. е. степень относительной неоднородности на всем первом участке изменяется слабо.
Рассмотрим второй участок разрядного импульса. Судя по оценкам, он характерен тем, что на нем | v_e2| << v_a и | v_e2| << kH. Расчеты показывают, что в начале этого участка концентрация КВМ НСl (v) составляет около 30 % всей начальной концентрации HCI. Соответствующее такой высокой абсолютной концентрации довольно большое прилипание (с частотой ~ 3*10⁸ с^-1) должно на втором участке компенсироваться ионизацией примерно той же интенсивности. Известно [20, 21], что в условиях повышенной степени ионизации и возбуждения газовой среды и при невысоких (тем более малых) значениях E/N константы ионизации, возбуждения и ступенчатой ионизации могут быть сильно (на несколько порядков) увеличены из-за влияния электрон-электронных (е—е) столкновений и или столкновений второго рода с возбужденными частицами на функцию распределения электронов по энергиям. В рассматриваемых условиях (n_e/N ≈ 10^-5, E/N ≈ 0,1 *10^-16 В*см²) вероятнее всего повышение скорости ступенчатой (скорость прямой слишком мала) ионизации из-за влияния е—e-столкновений, а не ударов второго рода, которые нередко не повышают именно константу возбуждения атомов [21]. Будем считать ускорение ступенчатой ионизации имеющим место, так как иначе объяснить ионизацию с частотой ~ 10⁸— 10⁹ с^-1 при имеющихся E/N никак нельзя.
Учитывая такую модификацию кинетической модели, а также условия H >> n_e и T₂ > t—t₂ ≥ (Kn_e)^-1 можно получить для поведения степени неоднородности на втором участке выражение, подобное (1):

Считая, что

, и принимая в качестве

  умеренное значение ~3 (обычно v*_is >> 1), оценим показатель экспоненты в (2):

где

Оценка (3) показывает, что неоднородности в плазме растут очень быстро и даже за небольшую (20—30 нс) часть второго участка могут увеличиться более чем на порядок. Это свидетельствует о явной неустойчивости однородного состояния разряда, т. е. о наступлении контрагирования в окрестности момента t₂ = 430 нс, что коррелирует с экспериментально наблюдаемым прекращением генерации к тому же моменту.
Заметим, что снижение E/N (или вводимой мощности) на этих временах не ведет к снижению эффективности образования эксимерных молекул, так как они могут образовываться по ионному каналу: по расчетам концентрация Сl^- составляет ~ 40 % первоначального количества молекул НСl при высокой (~ 10¹⁵ см^-3) концентрации ионов ксенона. При этом, если в течение лазерного импульса был важен неупругий канал (гарпунная реакция), что нехарактерно для ХеСl- лазеров, особенно на смесях с Ne, то интенсивность образования по нему не ослабла, так как отмеченное выше усиление ступенчатой ионизации означает, что доля энергии, идущая на образование Хе*, значительна.
Увеличение ненасыщающегося поглощения из-за накопления Сl^-и/или Хе₂Сl* не служит в данной ситуации причиной ограничения импульса генерации, так как длительность импульса люминесценции (рис. 5, кривая 4) практически не превышает длительности генерации.
Таким образом, именно неоднородности плазмы из-за развившейся неустойчивости разряда служат причиной ограничения импульса генерации. Дополнительным свидетельством этого является установленная в данной работе зависимость плотности энергии генерации (см. рис. 4, а) и ее длительности (см. рис. 4, б) от уровня предыонизации n_е0 в различных сечениях разряда, что интерпретируется следующим образом: в местах, где n_е0 выше, меньше максвелловское время релаксации пространственного заряда, а также происходит более полное перекрытие электронных лавин (см., напр., [22]) и уменьшается степень неоднородности плазмы разряда к концу стадии пробоя, что в соответствии с (1) и (2) означает более позднее достижение критической для генерации степени неоднородности на стадии развитого разряда.
Отметим, что в рассматриваемом случае неустойчивость однородной формы разряда обусловлена ступенчатой ионизацией, а не эффектом ослабления прилипания к НСl (v = 0) из-за выгорания этих молекул, гипотеза о влиянии которого упомянута в [16]. Легко показать, что последний эффект сам по себе (без учета вклада ступенчатой ионизации и влияния прилипания к КВМ) ведет к локальному росту n_е по закону

с характерной скоростью —

Таким образом, эффект ослабления прилипания к НСl в условиях данной работы был более чем на порядок слабее эффектов, учтенных в (1) и (2). Следует считать это типичным для рабочих смесей с НСl, где наблюдаются значительное колебательное возбуждение молекул HCl и существенное усиление прилипания к НСl (v). Формулы (1) и (2) учитывают также частичное уменьшение скорости роста неустойчивости и ее колебательный характер на первом участке, что связано с особенностями прилипания к НСl (v).

Заключение

В настоящей работе исследовано распределение плотности энергии генерации по апертуре пучка при использовании скользящего разряда по поверхности диэлектрика как в качестве плазменного электрода, так и в качестве только источника УФ предыонизации. Создан широкоапертурный (13 х 10 см) ХеСl- лазер с УФ предыонизацией активного объема 8,5 л. Установлено, что связанное с поглощением УФ излучения падение плотности генерации (по мере удаления от сетчатого электрода, через который осуществляется УФ облучение) уменьшается при увеличении мощности источника предыонизации. Из результатов экспериментов следует, что при двустороннем облучении разрядного промежутка (со стороны анода и катода) УФ излучение может быть эффективно применено для предыонизации в ХеСl-лазерах с апертурами до ~ 20 x 20 см и объемом активной среды ~ 30 л.
Максимальная энергия генерации ХеСl- лазера с активным объемом 8,5 л, полученная при использовании газовой смеси Н₂ : НСl : Хе : Ne = 0,1 : 1 : 7,5 : 1000 давлением 5 атм и С₀ = С₀^/ = 40 нФ (см. рис. 1, б), со­ставила 20 Дж.
Энергия генерации 8,5 Дж была получена с применением конденсатора емкостью 0,8 мкФ с зарядным напряжением 50 кВ (вместо четырехступенчатого ГИНа). Это демонстрирует возможность использования тиратронов (работающих при напряжениях до 50 кВ) для осуществления импульсно­периодического режима работы электроразрядных эксимерных лазеров большого объема.
Показано, что ограничение длительности излучения эксимерных молекул и соответственно генерации лазера связано с ускоренным развитием ступенчато-ионизационной неустойчивости, увеличенной влиянием е—е-столкновений на временном интервале ввода энергии с малыми значениями E/N ≈ 0,1*10^-16 В*см² и повышенной степенью ионизации. Подчеркнем, что на начальном участке разрядного импульса, характеризующемся нестационарностью тока и напряжения, не достигалась критическая для генерации степень неоднородности. Бурный рост неоднородностей, приводивших в рассматриваемых условиях к ограничению длительности генерации, происходил на участке с почти постоянными током и напряжением (а, значит, и n_е).
Таким образом, под устойчивостью разряда следует подразумевать (что и делалось в настоящей работе) сохранение его пространственной однородности, имеющее для импульсных лазеров более значимый прикладной смысл, чем устойчивость в смысле способности поддержания квазистационарности полного тока.

1. L.F. Champagne, A.J. Dudas, B.J. Feldman. Conf. on Laser and  Electrooptics. Washington, D.C , 1985, paper THQ3 , p. 230.

2. В.Ю. Баранов, В.M. Борисов, Ф.И. Высикайло, О.Б. Христофоров.  ТВТ, 22, 661 (1984).

3. В.М. Борисов, Ф.И. Высикайло, Ю.Б. Кирюхин, О.Б. Христофоров. Квантовая электроника, 10, 2110 (1983).

4. К. Midorikawa, М. Obara, Т. Fujioka. IEEE J. QE-20, 198 (1984).

5. В.Ю. Баранов, В.М. Борисов, О.Б. Христофоров. Квантовая электроника, 8, 77 (1981).

6. Ю.И. Бычков, С.В. Мельченко, Г.А. Месяц и др. Квантовая  электроника, 9, 2423 (1983).

7. G.J.Ernst. Optics Comms, 49, 275 (1984).

8. Ю.Д. Королев, Г.А. Месяц. Автоэмиссионные и взрывные процессы в газовом разряде. — Новосибирск: Наука , 1982.

9. В.Ю. Баранов, В.М. Борисов, С.Г. Мамонов, Ю.Ю. Степанов.  Квантовая электроника, 7, 593 (1980).

10. J.Е. Andrew, P.Е. Dyer, P.J. Roebuck. Optics Comms, 49, 189  (1984)

11. В.M. Борисов. Тез. докл. II Всес. совещ. по физике  электрического пробоя газов. Ч. 1. Тарту, 1984.

12. Н.И. Липатов, П.П. Пашинин, A.M . Прохоров. Препринт ФИАН,   М., 1979, № 45.

13. В.Ю. Баранов, А.П. Напартович, А.Н. Старостин. В кн.: Итоги науки и техники. Сер. Физика плазмы. Т. 5. — М.: ВИНИТИ, 1985,  с. 90.

14. М. Maeda, A. Takahashi et al. Jap. J. of Appl. Phys., 21, 1161   (1982).

15. А.В. Демьянов, И.В. Кочетов, А.П. Напартович и др. Препринт  ИАЭ, М., 1985, № 4093/12.

16. Н. Hokazono, К. Midorkawa et al. J. Appl. Phys., 56, 680 (1984).

17. В.Ю. Баранов, В.M. Борисов и др. Препринт ИАЭ, М., 1985, №