Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура icon

Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура



НазваниеИсследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура
Дата конвертации24.07.2012
Размер263,71 Kb.
ТипИсследование
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-контура


Министерство образования Республики Беларусь УЧРЕЖДЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ «ГРОДНЕНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ИМЕНИ ЯНКИ КУПАЛЫ» Кафедра лазерной физики и спектроскопии Курсовая работа Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-контура Выполнил: студент 4курса физико- технического факультета Зенько П.В. Научный руководитель: преподаватель кафедры лазерной физики и спектроскопии Володенков А.П. Гродно 2004 РЕФЕРАТ Реферат курсовой работы «Исследование систем возбуждения эксимерныхлазеров на основе LC-контура» студента физико-технического факультета УОГродненский государственный университет имени Янки Купалы Зенько П.В. Объем 50 с., 18 рис., 23 формул, 31 источников. Ключевые слова: Объемный разряд, система возбуждения, поперечный разряд, LC-контур,энерговклад, расчетные осциллограмм, предымпульс Объект исследования – электроразрядные эксимерные XeCl лазеры свозбуждением LC-контуром для технологических применений. Цель настоящей работы–создание математической модели эксимерноголазера с системой возбуждения на основе LC-контура, экспериментальное итеоретическое исследование оптимальных условий возбуждения электроразрядныхэксимерных лазеров, обеспечивающих максимальную их эффективность. Нами было проведено теоретическое исследование работы системывозбуждения активной среды. Разобраны особенности моделирования импедансаразряда различными схемами замещения. Разработана методика расчета системвозбуждения ХеСl лазера, выполненной по типу LC-контура, позволяющаярассчитывать форму импульса напряжения на лазерных электродах и энерговкладв активную среду в зависимости от параметров цепи возбуждения. Показано,что для уточнения нашей модели расчета LC-контура необходимо задаватьсяпробойным напряжением конкретного разрядного промежутка для определенногосостава газовой смеси. Изучено влияние параметров контуров возбуждения на энергетическиехарактеристики эксимерных лазеров. Показано, что для уменьшения потерьэнергии в системе возбуждения необходимо применять многоканальнуюкоммутацию. Установлено, что наибольшая энергия генерации достигается вслучае реализации системами возбуждения режима работы с автоматическимпредымпульсом. Полученные результаты применены для конструирования системвозбуждения технологических электроразрядных эксимерных лазеров. СОДЕРЖАНИЕВВЕДЕНИЕ 41. Исследование систем возбуждения эксимерных лазеровна основе LC-контура 71.1. Компьютерное моделирование систем возбуждения эксимерных лазеров наоснове LC-контура 71.2. Экспериментальное исследование систем возбужденияна основе LC-контура 202. Процессы прилипания электронов в разряд 312.1. Автораспадные состояния двухатомных молекул 323. Динамика предыонизации. 39Заключение 46Список использованных источников 48 Введение В настоящее время эксимерные лазеры являются лучшими источникамикогерентного излучения в ультрафиолетовой области спектра. Хотя классэксимерных лазеров весьма широк, наиболее перспективной является группаимпульсных газоразрядных лазеров высокого давления на галогенидах инертныхгазов, излучающих на длинах волн, расположенных в ультрафиолетовой (УФ)области спектра, в частности электроразрядный эксимерный ХеСl лазер (длинаволны генерации 308 нм). Данный класс лазеров отличают сравнительнаяпростота конструкции, возможность достижения высоких энергий генерации ипиковой мощности, малой угловой расходимости и возможности получения узкойспектральной полосы генерации. Для многих практических применений эксимерных лазеров важнейшеезначение имеют такие характеристики как энергия, мощность, длительность иформа импульса генерации, расходимость и однородность пространственногораспределения энергии. Они зависят от целого ряда факторов, однакоопределяющую роль играет система возбуждения активной среды, обеспечивающаяоднородность энерговклада и формирование его квазистационарной стадии.Поэтому на сегодняшний день не вызывает сомнений актуальность проблемыповышения эффективности электроразрядных эксимерных лазеров, улучшение ихэнергетических и временных характеристик. Существенную помощь в решенииданной задачи может оказать моделирование процесса возбуждения эксимерныхэлектроразрядных лазеров, а также схем их накачки, сочетающее в себетеоретические расчеты и экспериментальные данные. Развитие вычислительнойтехники и создание новых расчетных программ позволило успешно моделироватьпроцесс возбуждения активной среды, появилась возможность теоретически, безпроведения дорогостоящего эксперимента исследовать зависимости вложенной вактивную среду энергии от широкого набора параметров цепи возбуждения,выявлять оптимальные режимы возбуждения и набор параметров цепивозбуждения, по заданным выходным характеристикам генерации. Для повышения энергетических характеристик эксимерных лазеровнеобходимо уменьшение потерь энергии в процессе его возбуждения. Для этого,в первую очередь, необходимо уменьшить потери при коммутации высокогонапряжения. Одним из вариантов решения этой задачи является использованиемногоканальной коммутации или использование параллельного включениякоммутаторов при их наносекундной синхронизации. Системы возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров, использующиесосредоточенные емкости, можно классифицировать на выполненные по типу LC-контура или LC-инвертора. В равной мере оба типа систем возбужденияиспользуются не только в лабораторных лазерах, но и в серийно выпускаемыхза рубежом. Вместе с тем они имеют и существенные отличия. Системывозбуждения на основе LC-контура позволяют получать энергии генерации (1Дж, а при импульсной зарядке накопительной емкости до 20 Дж [1],формировать длинные импульсы генерации, успешно управлять их формой идлительностью [2], иметь высокую генерационную эффективность [3]. Однакотакие требования к LC-контуру как минимальная индуктивность, использованиеспециальных конденсаторов и низкоимпедансных коммутаторов ограничивает ихприменение, особенно когда необходимы высокие мощности генерации (>50 МВт)и большая частота повторения импульсов. В таких случаях чаще всегоиспользуются системы возбуждения на основе LC-инвертора. Во-первых, у нихснижены требования к коммутатору и индуктивности в его цепи [4] и во-вторых, они позволяют вдвое увеличить напряжение, прикладываемое к лазернымэлектродам. Ниже в разделах 1.1-1.2 приведены результаты исследования выходныхгенерационных характеристик XeCl-лазера с возбуждением LC-контуром приизменении его параметров в широком диапазоне [5-13]. Эти исследованияпозволяют определить оптимальные параметры системы возбуждения длядостижения максимальной энергии, мощности и КПД генерации, получениягладкого временного профиля импульса, а также сформулировать критерии, покоторым можно целенаправленно управлять характеристиками генерацииэксимерных лазеров. Целью настоящего этапа являлось экспериментальное и теоретическоеустановление оптимальных условий возбуждения электроразрядных эксимерныхлазеров. 1. Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-контура 1.1. Компьютерное моделирование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-контура Как система возбуждения лазера, LC-контур содержит накопительнуюемкость С1 и последовательно включенную с ней через индуктивность L1обострительную емкость C0 (см. рис.1,а). Так как С1 перезаряжается на С0через коммутатор, который обладает активным сопротивлением, сравнимым ссопротивлением плазмы в межэлектродном промежутке, то на нем теряетсязначительная часть энергии, запасенной в С1. Следовательно, одним из путейувеличения эффективности и выходной энергии генерации является уменьшениепотерь на коммутаторе. Возможны следующие характерные режимы работы LC-контура.1. При малых величинах обострительной емкости С0 её основная функциясостоит в формировании объемного разряда. Она заряжается от накопительнойемкости С1 до напряжения порядка двойного зарядного, а затем быстроразряжается на межэлектродный промежуток. При столь высоком перенапряжении((5 кВ/(см атм.) и крутом фронте импульса возбуждения формируетсяоднородный объемный разряд. Сама обострительная емкость С0 разряжается настадии пробоя, когда сопротивление разрядной плазмы достаточно высоко.Основной энерговклад в разряд в этом случае осуществляется от накопительнойемкости С1.2. При увеличением обострительной емкости С0 (при одновременном увеличенииL1) ее роль изменяется. Наряду с формированием разряда она осуществляет иэнерговклад в разряд. Причем его мощность сравнима с мощностью энерговкладаот С1.3. Если величина обострительной емкости С0 становится одного порядка снакопительной С1, то возможен режим работы с полной перезарядкой. В LC-контур а б а – электрическая схема; б – расчетная схема; С1, С0 – накопительная и обострительная емкости; L1 и L0 – контурныеиндуктивности; Сe - межэлектродная емкость; R(t) –сопротивлениемеждуэлектродного промежутка; LS – собственная индуктивность разряда; I1,I2, Ir– токи через соответствующие элементы; U1 – напряжение на емкости C1;U0– напряжение на емкости C0; Ue – разность потенциалов на емкости Ce; U –напряжение на лазерных электродах; Rk – сопротивление разрядников. Рис.1этом случае вся энергия запасенная в С1 переходит в обостритель С0, причемименно в таком режиме обеспечивается как правило максимальный К.П.Д. лазера[14]. Нами была создана компьютерная программа расчета холостого и рабочегорежимов работы системы возбуждения на основе LC-контура. По расчетнойсхеме на рис.1,б была составлена следующая система уравнений: [pic] [pic] [pic] [pic] (1) [pic] [pic][pic] где I1, I2, Ir– токи через соответствующие элементы (рис.1,б); U1 –напряжение на емкости C1; U0– напряжение на емкости C0; Ue – разностьпотенциалов на емкости Ce; U – напряжение на лазерных электродах; Rk –сопротивление разрядников. В расчетной схеме (рис.1,б) введена межэлектродная емкость Ce,сопротивление разряда R(t) и собственная индуктивность разряда LS. Эти тривеличины моделируют импеданс разряда. Напряженность электрического поля[pic][pic] в разряде имеет две составляющие. [pic] (2) Первое слагаемое в (2) является напряженностью электростатическогополя, обусловленного зарядами. Второе слагаемое вызвано переменным магнитымполем. В квазистационарном прибижении вектор потенциал [pic] определяетсятоками протекающими в системе, поэтому второе слагамое зависит от скоростиизменения токов и можно записать [pic] (3)Зависимость сопротивления разряда от времени задавалась в следующем виде [pic] (4) Такая зависимость сопротивления разряда от[pic] времени получается вслучае, если плотность электронов n удовлетворяет следующему уравнению. [pic] (5) Где [pic] – эффективная частота ионизации; ? – коэффициентрекомбинации. Решение уравнения (5) при начальном условии n(0)=np(начальнаяконцентрация электронов, то есть созданная предыонизацией) имеет следующийвид [pic] (6) где - [pic] стационарная концентрация электронов, достигаемая задостаточно большой промежуток времени. Эффективная частота ионизациизависит от ионизационного коэффициента ? и дрейфовой скорости электронов Vdследующим образом. [pic] (7) Представим ионизационный коэффициент ( в форме Таунсенда. [pic] (8) Дрейфовую скорость электронов в следующем виде. [pic] (9) Тогда на основании выражений (7-8) имеем [pic] (10) Где Р – давление газа. То есть, в общем случае (при ?Р[pic]const)частота ионизации зависит от давления газа Р и отношения Е/P. Поэтому, приполучении решения уравнения (5) в форме (6), подразумевалось, что величиныР и Е/P постоянны. Удельное сопротивление плазмы ? равно [pic] (11) На основании (6 и 11) имеем [pic] (12) где [pic] - начальное удельное сопротивление (соответствует концентрацииэлектронов np ; [pic] - стационарное удельное спротивление (соответствуетконцентрации электронов [pic]). Тогда в выражении (4) [pic]; (13) [pic] (14)где l расстояние между электродами; S площадь, занимаемая разрядом наэлектроде. Таким образом выражение (4) строго выполняется только припостоянном Е/P. Однако, оно успешно применятся для аппроксимации разрядногосопротивления. Это связано с тем, что сопротивлении разрядной плазмы оченьбыстро ~ 20 нс выходит на некоторый практически постоянный уровень. На этомуровне скорость ионизационные процессы практически равна нулю (первый членв правой части уравнения (5) обращается в ноль) и происходит медленнаярекомбинация плазмы по уравнению [pic] (15)Решение этого уравнения при начальном условии n(0)=n0 имеет вид [pic] (16)На основании (11-16) сопротивление разрядного промежутка меняется медленнопо закону [pic] (17)Этим изменением мы пренебрегаем. При расчетах величина R1 бралась впределах 2-10 кОм; R0 ~ 0.1 Ом; ( ~ (1[pic]100)x107, Rk ~ (0,1[pic]1) Ом взависимости от числа используемых разрядников. При этом обеспечивалосьнаилучшее совпадение экспериментальных и расчетных осциллограмм. На рис.2-6представлены расчетные осциллограммы напряжения U(t) на межэлектродномпромежутке и мощности P(t) энерговклада в разряд, полученные в результатечисленного решения системы уравнений (1) при помощи стандартных программMathCard 7. Расчетные осциллограммы (рис.2-7) будут проанализированыдетально при обсуждении экспериментальных данных, полученных при тех жепараметрах системы возбуждения. На рис.6 показана зависимость мощностиэнерговклада от времени при двух разных значениях сопротивления коммутатораRk.. Уменьшение сопротивления Rk в целом спосоствует росту мощностиэнерговклада. На рис.7 предаставлены осциллограммы импульсов напряжения(U)и разности потенциалов (Ue) на разрядном промежутке. Они получены приразных L0 и LS, но L0+LS=const. При этом импульс напряжения на разряде неменяется, а импульс разность потенциалов меняется. На практике, прииспользовании делителя напряжения мы Расчетные осциллограммы а - L1=11 нГн; б – L1=23 нГн; С1=75 нФ; С0=3,6 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.2 Расчетные осциллограммы а - L1=11 нГн; б – L1=23 нГн; С1=75 нФ; С0=15 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.3 Расчетные осциллограммы а - L1=11 нГн; б – L1=23 нГн; С1=75 нФ; С0=37 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.4 Расчетные осциллограммы а - L1=11 нГн; б – L1=23 нГн; С1=75 нФ; С0=70 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.5 Расчетные осциллограммы а - Rk=0,9 Ом; б - Rk=0,6 Ом; С1=75 нФ; С0=70 нФ; U0=40 кВ; L1=23 нГн; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.6 Расчетные осциллограммы а - L0=5 нГн; LS=1 нГн; б – L0=3 нГн; LS=3 нГн; С1=75 нФ; С0=70 нФ; L1=11 нГн; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом Рис.7измеряем импульс разности потенцилов на разряде. Поэтому расчетныеосцилограмы сравнивались с экспериментальными и определялись значенияпараметров схемы замещения разрядного промежутка (рис.1,а). 1.2. Экспериментальное исследование систем возбуждения на основе LC-контураИсследования проводились на эксимерном электроразрядном лазере, излучательи система предыонизации активной среды которого выполнены аналогичноописанным в (14( и представлены на рис.8. Излучатель представлял собойдиэлектрическую разрядную камеру, внутри которой располагалисьпрофилированный цельнометаллический анод (А), сетчатый катод (К) и электродпредыонизации (ЭП). Предыонизация активной среды в межэлектродномпромежутке (МП) осуществлялась излучением разряда из-под сетчатого катодапри подаче импульса высокого напряжения на электрод предыонизации. Такоерасположение системы предыонизации позволило максимально приблизитьисточник ионизирующего излучения к зоне основного разряда и достичьоднородного распределения начальных электронов в МП. Основной разрядныйобъем составлял 115х3,5х2 см3 (ширина разряда 2 см). На торцах разряднойкамеры располагался резонатор лазера, который был образован плоскимзеркалом с Al-покрытием и плоскопараллельной кварцевой пластиной. Возбуждение поперечного разряда осуществлялось системой возбуждения,выполненной по типу LC-контура (рис.1, рис.8). Разряд предыонизациивозбуждался от отдельного LC-контура включающего Спр – накопительнуюемкость, Lпр – индуктивность в контуре предыонизации, РУ1 – коммутатор. Этопозволяло регулировать задержку между предыонизацией и основным разрядом спомощью системы запуска разрядников РУ1 и РУ. Спр заряжалась от источникапостоянного высокого напряжения через резисторы R3 и R4 до напряжения Uo.На рис.8 представлено сечение электрода емкостной предыонизации. Диэлектрикна электроде предыонизации представлял собой шестислойное лавсановоепокрытие общей толщиной 0.3 мм. Отличительной особенностью предыонизации Схема возбуждения электроразрядного эксимерного лазера [pic] Рис.8являлось то, что емкостной разряд зажигался на большой площади~(100х3) см2. Этим компенсировалась меньшая по сравнению с сильноточнойискрой эффективность образования ионизирующего излучения. Минимальныйрадиус кривизны поверхностей электрода составлял 5 мм. Рабочая поверхностьэлектрода предыонизации находилась на расстоянии 3 мм от поверхностиосновного сетчатого электрода, причем это расстояние в ходе экспериментовмогло изменяться от 1 до 6 мм. Разряд, обеспечивающий предыонизациюосновного разрядного промежутка, возникал между сетчатым катодом (К) иповерхностью диэлектрика электрода предыонизации. Подача импульсанапряжения на электрод предыонизации осуществлялась по четырем вводам,равномерно расположенным вдоль электрода предыонизации согласноэлектрической схеме, представленной на рис.8. Исследования проводились на смеси НСl:Хе:Ne–1:15:3040, при общемдавлении 4 атм. и зарядном напряжении до 40 кВ. Состав рабочей смеси и еедавление были выбраны после предварительной оптимизации. На рис.9 представлена зависимость энергии от величины обострительнойемкости, полученная при L1=11 нГн и L1=23 нГн.. Проанализируем расчетныеосциллограмм (рис.2-5) соответствующие таким же параметрам системывозбуждения. Наибольшая величина энергии генерации ~ 0,7 Дж (L1=11 нГн)была достигнута при С0=3,6 нФ. Анализ расчетной осциллограммы (рис.2,а)показывает, что при указанных параметрах схемы возбуждения реализуетсярежим работы с автоматическим предымпульсом. Сначала на межэлектродномпромежутке формируется высоковольтный импульс. При этом происходитформирование разряда. Затем при пониженном напряжении ~ 5 кВ происходитосновной энерговклад в разряд. Наибольшая величина энергии генерации ~ 0,6Дж (L1=23 нГн) была достигнута при С0=3,6 нФ и С0=70 нФ. При С0=3,6 нФтакже формируется предыимпульс (рис.2,б) причем с мощным энерговкладом. При Зависимость энергии генерации от величины обострительной емкости [pic] 1 - L1=11 нГн; 2– L1=23 нГн; С1=75 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.9С0=70 нФ (рис.5,б) сравнительно высокая энергия достигается за счетпредымпульса и самой высокой мощности энерговклада по отношению к остальнымрассмотренным случаям. Таким образом, наибольшая энгергия генерациидостигается при реализации режима работы LC-контура с автоматическимпредымпульсом. 1.3. Результаты и обсуждение Проанализируем полученные результаты. Существующие способыпредыонизации активной среды эксимерных лазеров позволяют получатьначальную концентрацию электронов до 1010см-3, при их плотности в моментначала генерации (1015-1016см-3 [14]. Это значит, в разряде существуетстадия его формирования, в течение которой концентрация электроноввозрастает на несколько порядков. В течение этой стадии, преимущественно засчет прямой ионизации, в условиях высокой напряженности электрического поляв межэлектродном промежутке, происходит экспоненциальный рост концентрацииэлектронов. При этом, как показано в [15], время поддержания высокойнапряженности электрического поля должно быть ограничено 10-20 наносекундами. Его затягивание приводит к “взрывному” росту концентрацииэлектронов за счет ступенчатой ионизации и быстрому контрагированиюразряда. По этой причине у большинства эксимерных лазеров длительность фазыобъемного однородного разряда, а, следовательно, и импульса генерациисоставляет 30-60 нс. Для того, чтобы продлить существование однородногообъемного разряда необходимо разделить его возбуждение на две стадии:стадию формирования и стадию энерговклада в разряд, на которой необходимопринять меры, препятствующие развитию ступенчатой ионизации и ростуконцентрации электронов. Это можно сделать, как показано в [16,17], путемзначительного уменьшения напряженности электрического поля на стадииэнерговклада. В работе [18] формирование разряда осуществлялось с помощьювысоковольтного предымпульса, а энерговклад в него производился отнизкоомной формирующей линии с пониженным напряжением. Была достигнутаэнергия генерации 4,2 Дж при КПД(4,2%. При малых величинах обострительной емкости С0 (см. рис.2) основная еёфункция состоит в формировании объемного разряда. За время (40 нс, оназаряжается от накопительной емкости С1 до напряжения порядка двойногозарядного, а затем разряжается на межэлектродный промежуток за время(30 нс. При столь высоком перенапряжении ((70 кВ /3,5 см·4 атм.) и крутомфронте импульса возбуждения формируется однородный объемный разряд. Самаобострительная емкость С0 разряжается на стадии пробоя, когда сопротивлениеразрядной плазмы достаточно высоко. Основной энерговклад в разряд в этомслучае осуществляется от накопительной емкости С1. На осциллограммахнапряжения на разряде и мощности энерговклада (рис.2,а) виднанезначительная колебательная структура, обусловленная наличием С0, однакона импульсе генерации она не сказывается, так как эти колебания малы.Уменьшение С0 до нескольких нанофарад позволило разделить во времениформирование разряда и его возбуждение. Этот эффект достигнут благодарятому, что разрядка С0 осуществляется при напряжении в (2 раза большем, чемнапряжение на С1 и длится (30 нс, а разрядка С1 фактически начинается послетого, как С0 разрядилась. Уменьшение L1 до 11 нГн позволило осуществитьвозбуждение активной среды непосредственно от накопительной емкости С1импульсом длительностью (100 нс. С увеличением обострительной емкости С0 ее роль изменяется. Наряду сформированием разряда она осуществляет и энерговклад в разряд, мощностькоторого сравнима с мощностью энерговклада от С1. Кроме того, так какволновое сопротивление контура L0С0 превышает активное сопротивление плазмыв межэлектродном промежутке, то разряд С0 имеет колебательный характер. Таккак L0С0((L1+L0)С1, то наложение токов разряда обострительной инакопительной емкостей приводит к колебательному суммарному энерговкладу.При С0=15 нФ на импульсе напряжения на разряде видна колебательнаяструктура, а при С0=37 нФ наблюдается явный колебательный разряд (см. рис.3и рис.4). Колебательный характер энерговклада отрицательно сказывается наоднородности и длительности объемной стадии разряда. Отметим, чтоэкспериментальные осциллограммы были получены для напряжения наобострительной емкости, а не на разрядном промежутке. Так как расчетные иэкспериментальные осциллограммы этих напряжений практически совпадают (приучете переходной характеристики делителя напряжения R5-R6, рис.8), то можноожидать, что реальное напряжение на разрядном промежутке достаточно точноописывается расчетными осциллограммами (рис.10-11). Таким образом, в результате проведенных исследований показано,что уменьшение обострительной емкости С0 до значений (~0,05) С1, приодновременном уменьшении индуктивности L1 в цепи зарядки С0 от С1 доминимально возможной величины, позволяет сформировать для возбужденияактивной среды лазера сдвоенный импульс: короткий высоковольтный ((2U0) дляформирования разряда и длинный ((6 кВ) для энерговклада в него. На стадииэнерговклада Е/P ~ 0,6/(см тор), при таких условиях фактически непроисходит размножения электронов, а только компенсируются их потери впроцессах прилипания и рекомбинации. При получении расчетных осциллограмм нами делалось допущение, чтопробой разрядного промежутка начинается в тот момент, когда напряжение наразрядном промежутке (обострительной емкости) достигает максимальногозначения. Для того, чтобы определить как влияет выбор начала момента пробояразрядного промежутка (то есть пробойного напряжения) на расчетныеосциллограммы был сделан соответствующий расчет, результаты которогопредставлены на рис12. Из представленных зависимостей видно, что изменениепробойного напряжения с 68 кВ (рис.1.а) до 45 кВ (рис.12,в) приводит ксущественному изменению вида расчетных осциллограмм. Поэтому для уточнениянашей модели расчета LC-контура необходимо задаваться пробойным напряжениемконкретного разрядного промежутка для определенного состава газовой смеси. Расчетные осциллограммы [pic]С1=75 нФ; С0=3,6 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L1=11 нГн; L0=5 нГн; LS=1 нГн;U0(t)-напряжение на С0; I(t)-ток через разряд; U(t) напряжение на разряде;?(t)-разность потенциалов на разряде. Рис. 10 Расчетные осциллограммы [pic]С1=75 нФ; С0=15 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L1=11 нГн; L0=5 нГн; LS=1 нГн;U0(t)-напряжение на С0; I(t)-ток через разряд; U(t) напряжение на разряде;?(t)-разность потенциалов на разряде. Рис.11 Расчетные осциллограммы [pic] [pic] [pic] Пробойное напряжение:а- 68 кВ; б- 60 кВ; в- 45 кВ С1=75 нФ; С0=3,6 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L1=11 нГн; L0=5 нГн; LS=1 нГн; Рис.12 2. Процессы прилипания электронов в разряде Процессы прилипания электрона к атомным системам - молекулам,кластерам, поверхностям - носят резонансный характер и протекают черезобразование автораспадных состояний полной системы. В связи с резонанснойприродой такие процессы характеризуются большими сечениями или константамискоростей и поэтому представляют интерес для различных плазменных систем.Они используются в системах электрической защиты, где небольшие примесиэлектроотрицательных молекул предотвращают электрический пробой. Процессприлипания электрона используется в эксимерных лазерах для быстройгенерации атомов фтора и хлора из различных галогенсодержащих молекул. Общая концепция процесса прилипания электрона связывает его собразованием автораспадного состояния отрицательного иона в результатезахвата электрона молекулой. Последующая эволюция этого автораспадногосостояния может привести к разным процессам, включающим как диссоциациюданной системы с образованием отрицательного иона, так и распад этогосостояния, сопровождающийся освобождением электрона и возбуждением атомнойсистемы. Тем самым прилипание электрона связано с другими резонанснымипроцессами упругого и неупругого рассеяния электрона молекулой, причем этипроцессы протекают через образование автораспадного состояния - связанногосостояния электрона и молекулы, уровень которого расположен в непрерывномспектре. Процессы прилипания электронов к атомным системам были рассмотрены вкнигах [19-21] и обзорах [22-29]. В последних обзорах дан анализэкспериментальных методов исследования прилипания электронов к газовыммолекулам [27, 28], а также к кластерам и пленкам [27]. Кроме того,представлены результаты этих измерений [27]. В последнем по времени обзоре[29] выполнен анализ процессов прилипания электрона к различным атомнымсистемам на основе экспериментальных данных и рассмотрены свойстваавтораспадных состояний соответствующих атомных систем, которые следуют изэкспериментальных исследований соответствующих процессов. Основу обзора[29] составляют теоретические концепции процесса, в рамках которыханализируются результаты экспериментов. Мы остановимся кратко на некоторыхданных [29] по прилипанию электронов к галогеносодержащим молекулам. 2.1. Автораспадные состояния двухатомных молекул. Процесс прилипания электрона к молекуле протекает через захватэлектрона на автораспадный терм отрицательного иона. В этом случаеэлектронные термы молекулы и отрицательного иона пересекаются вблизиравновесной конфигурации ядер в молекуле. Возможные варианты такогопересечения представлены на рис.13, где R - координата ядер, ответственнаяза процесс. Атомы галогенов имеют наибольшее сродство к электрону среди атомов,так что процессы прилипания электронов к молекулам, содержащим атомыгалогенов, наиболее эффективны. Наряду с этим такие процессыхарактеризуются низкими порогами и поэтому представляют интерес дляприложений. Начнем анализ с процесса e + HCl > (HCl-)** > H + Cl- (18)lкоторый был исследован экспериментально. Статистическая обработкаполученных данных дала [29] для порога процесса (18) 0,65 ± 0,04 эВ, имаксимум сечения соответствующий энергии электрона 0,78 ± 0,08 эВ. Энергиясродства атома хлора к электрону составляет 3,62 эВ и энергия диссоциациимолекулы НС1 равна 4,31 эВ, что соответствует порогу данного процесса дляневозбужденной молекулы 0,69 эВ согласно приведенным выше данным. Энергиявозбуждения 0,69 эВ отвечает расстоянию между ядрами 1,6 А для молекулыНС1. Эта величина может быть использована в качестве оценки для расстоянияRc пересечения термов, ответственных за процесс (18). По рис.13,а можно проследить поведение электронных термов для процесса(18), причем при больших расстояниях между ядрами автораспадные термысоответствуют системам Н + С1- и Н- + С1. В первом случае термхарактеризуется симметрией 2?+, во втором случае имеется два термасимметрии 2?- и 2П. Очевидно, только электронные термы 2? существенны дляэтого процесса, поскольку основное состояние молекулы ?, и только этиавтораспадные состояния образуются при захвате s-электрона. В результатевзаимодействия автораспадных термов 2? в верхнем из них имеет место сильноеотталкивание, тогда как в нижнем происходит слабое отталкивание илипритяжение при расстояниях, отвечающих захвату электрона. Далее,колебательная энергия молекулы НС1 равна 0,37 эВ, поэтому только двавозбужденных колебательных состояния могут эффективно участвовать впроцессе прилипания электрона (18) и разные сечения захвата отвечаютмолекулам в разных колебательных состояниях. Это делает сложной зависимостьсечения прилипания электрона от его энергии. Температурная зависимостьсечения прилипания электрона к молекулам НС1 и DC1 при высоких температурах[29] подтверждает этот вывод. Дополнительная информация о поведении электронных термов автораспадныхсостояний (НС1-)** следует из анализа колебательного возбуждения молекулыНС1 электронным ударом [29]. Сечение этого процесса имеет острый максимумвблизи порога процесса (18), который по порядку величины равен 10-15 см2, ивторой широкий максимум наблюдается при энергии электрона около 2,5 эВ. Положения нижних электронных термов молекул и ионов [pic] а ) б) Положение термов молекулы HCl и иона HCl- – а. Положение термов молекулы Cl2 и иона Cl-2 – б. Рис.13Такой характер колебательного возбуждения молекулы подтверждаетсуществование двух автораспадных термов (НС1-)** [29], которые имеютсимметрию 2?. Константа скорости для детально противоположного процесса поотношению к (18) Н- + С1 > е + НС1 (19) равна 9,6?10-10 см3/с при комнатной температуре [29]. По порядкувеличины это совпадает с константой скорости поляризационного захватаотрицательного иона водорода атомом хлора, которая равна 2?10-9 см3 с-1.Согласно [29] этот процесс ведет главным образом к заселению колебательногосостояния v = 2 образуемой молекулы НС1. Из сравнения интенсивностейизлучательных переходов между колебательно возбужденными молекулами видно,что отношение парциальных констант скоростей процессов с образованиеммолекулы НС1 в колебательных состояниях v = 2 и v = 1 составляет 5:3. Такимобразом, из разных данных следует, что пересечение электронных термов дляосновного электронного состояния молекулы НС1 и нижнего автораспадногосостояния (НС1-)** происходит вблизи точки поворота для второгоколебательного состояния молекулы НС1, что влияет на характер процесса(18). Процесс прилипания электронов к двухатомным молекулам галогенов типа X2 е + Х2 > (Х-2)** > Х- + Х (20)энергетически выгоден при нулевой температуре. Но возможность этогопроцесса зависит от положения автораспадных термов. На рис.13,б приведенынижние электронные термы автораспадных состояний для Сl-2 вместе сэлектронным термом основного состояния С12. Основное состояниеотрицательного молекулярного иона Сl-2 при больших расстояниях между ядрамиотвечает состоянию С1(2Р) + C1-(1S), так что имеется четыре нижнихэлектронных терма отрицательного молекулярного иона Сl-2 с симметрией 2?+u,2Пg, 2Пu, 2?+g, перечисленные в порядке возрастания их энергии. Электронныйтерм 2?+u отвечает стабильному состоянию отрицательного молекулярного иона.Можно связать положения этих термов с положениями резонансов в сеченииприлипания электрона к молекуле галогена, как это сделано в табл. 1. Табл.1. Положения резонансов (Эв) для термов автораспадных состояний|Терм |F2 |Cl2 |Br2 |I2 ||2?+u |0.09 |- |- |- ||2Пg |4 |0.03 |0.07 |0.05 ||2Пu |7 |2.5 |1.4 |0.9 ||2?+g |10 |5.5 |3.7 |2.5 | Как видно, за исключением молекулы фтора, основной терм молекулярногоиона не пересекается с термом основного состояния молекулы согласно [29].Изданных представленных в табл.3 следует, что сечение захвата электронамолекулами Сl2, Вг2 и I2 должно быть меньше, чем в случае молекулы F2. Этопротиворечит некоторым экспериментам, так что поведение термов всоответствии с данными табл. 8 требует дополнительной проверки. В табл.2 содержатся энергетические параметры и константа скоростипроцессов (18) и (19) при тепловых столкновениях Табл.2. Константа скорости прилипания электрона kat к молекулам галогенов в области температур 300 – 350|Молекула |Энергия сродства |Энергия сродства |kat, 10-10 см3/с || |молекулы к |атома галогенида | || |электрону (Эв) |к электрону (Эв) | ||HCl(?=0) |- |3.62 |1-6 ||HCl(?=1) |- |3.62 |30-60 ||HCl(?=2) |- |3.62 |300-800 ||F2 |3 |3.4 |30-70 ||Сl2 |2.4 |3.62 |2-37 ||Вг2 |2.5 |3.36 |0.008-1.3 ||I2 |2.5 |3.06 |1.4-92 | Отметим большой разброс данных. Сечение прилипания электрона к молекулехлора как функция энергии электрона представлено на рис.14,а. Наблюдаемыйрезонанс при малых энергиях электрона свидетельствует о пересечении термаавтораспадного состояния Сl-2 (2?+u) и молекулярного терма, чтопротиворечит данным табл.1. Зависимость от энергии для константы скоростиприлипания электрона к молекуле фтора приведена на рис.14,б). В заключении отметим, что концепция прилипания электронов к молекуламчерез образование автораспадных состояний существует несколько десятилетийи является основой для понимания этих процессов. Экспериментальныеисследования привели к более глубокому представлению об этих процессах ипозволили проанализировать процессы прилипания электрона не только кгазовым молекулам, но и к другим атомным системам, включающим комплексы,кластеры и пленки. Поэтому современные знания о процессах прилипанияэлектрона могут быть полезны для анализа различных явлений на границеплазмы и поверхности, а также на поверхности частицы, находящейся в плазме. Прилипание электронов к двухатомным молекулам [pic] а) б) Сечение диссоциативного прилипания электрона к молекуле хлора – а). Константа скорости диссоциативного прилипания электрона к молекуле фтора по данным разных работ – б). Рис.14 3. Динамика предыонизации. Прилипание электрона к молекулам, носит чрезвычайно сложный характер ипротекает, как упоминалось выше через образование автораспадных состоянийполной системы. В связи с резонансной природой такие процессыхарактеризуются большими сечениями или константами скоростей и поэтомупредставляют интерес для различных плазменных систем. Процесс прилипанияэлектрона используется в эксимерных лазерах и эксилампах для быстрогополучения атомов фтора и хлора из различных галогенсодержащих молекул.Сечение прилипания электронов к молекуле HCl зависит от ее колебательногосостояния (см. Табл.2). Процесс возбуждения молекулы HCl в активной среде в (к основнымэлектродам не приложено напряжение и действует только стационарный источникпредыонизации) описывается следующей системой кинетических уравнений: [pic] (21)где k0a, k1a, k2a – скоростные коэффициенты диссоциативного прилипанияприлипания электрона к молекуле в разных колебательных состояниях,соответственно ?=0, ?=1, ?=2. Cкоростные коэффициенты возбужденияэлектронами колебательных уровней молекулы и основного состояния обозначеныкак k01, k02. Производительность источника прдыонизации считаетсяпостоянной и равной I. Ne, No, N1, N2 концетрации электронов и HCl.Скорость рекомбинации – ?. Допускалось, что средняя энергия электроновпостоянна и скоростные коэффициенты брались из работы [29-31]. Дляупрощения во внимание принимались только наиболее интенсивные каналывозбуждения колебательных состояний молекулы HCl. Эффективная частотаприлипания ? при этом зависит от времени и равна: ?(t)=[pic] (22) Система уравнений (21) решалась численно с помощью стандартныхпрограмм MathCad. При этом использовались величина концентрации HClтипичная для эксимерных лазеров. На рис.15-17 представлены зависимости отвремени концентраций электронов и молекул HCl в разных колебательныхсостояниях. Температура газа считалась равной Т=300 К и поэтому начальныеконцентрации молекулы HCl в возбужденных колебательных состояниях бралисьравными: Кинетика предыонизации [pic] a) [pic] б) Парциальное давление HCl: 1торр(а); 2 торр(б). Производительность источника предыонизации I=3.6?1014 (см?с)-1. Рис.15 Кинетика предыонизации [pic] а) [pic] б) Парциальное давление HCl: 4торр(а); 8 торр(б). Производительность источника предыонизации I=3.6?1014 (см?с)-1. Рис.16 Кинетика предыонизации [pic] а) [pic] б) Парциальное давление HCl: 1торр. Производительность источника предыонизации I=14.4?1014 (см3?с)-1. Рис.17 [pic]; [pic] (23) Величина колебательного кванта для молекулы HCl составляет 0.37 эВ. N0определялось начальной концентрацией HCl.Результаты численных расчетов показывают, что концентрация электроновпримерно через 100 нс выходит на стационарный уровень (I/?), причем частотаприлипания определяется только концентрацией молекул HCl в основномколебательном состоянии. Для получения концентрации электроновпредыонизации ~ 108 см-3 необходимо обеспесчить производительностьисточника предыонизации ~ 14.4?1014 (см3?с)-1 при концентрации молекул HCl~ 3.3?1016 см-3. На рис.18 представлены зависимость концентрации электроновдостигаемой за 100 нс от парциального давления HCl и производительностиисточника предыонизации. Кинетика предыонизации [pic] Зависимость частоты прилипания и концентрации электронов предыонизации от парциального давления HCl (a). Производительность источника предыонизации I=3.6?1014 (см?с)-1. Зависимость концентрации электронов предыонизации от производительности источника предыонизации (б); Iо=3.6?1014 (см?с)-1. Рис.18 Заключение Разобраны особенности моделирования импеданса разряда различнымисхемами замещения и вопрос о зависимости активного сопротивления разряда отвремени. Исследовано влияние собственной индуктивности разряда нанапряжение на разрядном промежутке. Разработана методика расчета системвозбуждения ХеСl лазера, выполненных по типу LC-контура, позволяющаярассчитывать форму импульса напряжения на лазерных электродах и энерговкладв активную среду в зависимости от параметров цепи возбуждения. На практикеобычно измеряют напряжение на обострительной емкости, а не на разрядномпромежутке. Наша методика позволяет по экспериментальным осциллограммамнапряжения на обострительной емкости и разрядного тока достаточно точнорасчетным путем получать импульс напряжения на лазерных электродах. Этодает возможность определить реальное Е/P в зависимости от времени наразряде и его среднего значения. Показано, что для уточнения нашей моделирасчета LC-контура необходимо задаваться пробойным напряжением конкретногоразрядного промежутка для определенного состава газовой смеси. Теоретические расчеты по кинетике плазмохимических реакций выполняютсякак правило при постоянном Е/P. Сейчас получено довольно много данных поэффективности образования XeCl* молекул в различных диапазонах Е/P.Поэтому, зная среднее значение Е/P, можно оценивать генерационныехарактеристики и эффективность работы лазера. Обычно работу системывозбуждения оценивают только по мощности энерговклада в активную среду. Нопри одинаковой мощности энерговклада, эффективность системы возбужденияцеликом определяется тем, насколько оптимальна величина Е/P для образованияXeCl* молекул. Поэтому, при определении мощности энерговклада мы учитывалипри каком Е/P основная часть энергии вкладывалась в разряд Изучено влияниепараметров контуров возбуждения на энергетические характеристики эксимерныхлазеров. Для систем возбуждения ХеСl лазера, выполненных по типу LC-контура, теоретически и экспериментально исследована зависимость разрядногонапряжения и энергии генерации от величины обострительной емкости при всехрежимах его работы. Показано, что для уменьшения потерь энергии в системевозбуждения необходимо применять многоканальную коммутацию. Наибольшаяэнергия генерации для LC-контура достигается в том случае, если параметрысистемы возбуждения таковы, что позволяют сформировать для возбужденияактивной среды лазера сдвоенный импульс: короткий высоковольтный ((2U0) дляформирования разряда и длинный (( 10 кВ) для энерговклада в него.Полученные результаты нашли применение для конструирования системвозбуждения технологических электроразрядных эксимерных лазеров. Созданныеэксимерные лазеры использованы для изучения воздействия УФ-излучения наполимерные материалы. Список использованных источников1. High-power XeCl discharge laser with a large active volume / T.Hasama, K.Miyazaki, K.Yamada e.a. // J.Appl. Phys. – 1987. – Vol.61, №.9. – P.4691–4693.2. Верховский В.С., Мельченко С.В., Тарасенко В.Ф. Генерация на молекулах XeCl при возбуждении быстрым разрядом // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №2. – С.417–419.3. Боровков В.В., Воронин В.В., Воронов С.Л. и др. Высокоэффективные газовые лазеры на основе трехэлектродной схемы формирования двойного разряда // Квант. электрон. – 1996. – Т.23, №1. – С.41–42.4. Баранов В.Ю., Борисов В.М., Христофоров О.Б. Эксимерный электроразрядный лазер с плазменными электродами // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №1. – С.165–167.5. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Низкоимпендансный генератор высоковольтных импульсов. // ПТЭ. – 1990. – №3. – С.99–101.6. С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский. Влияние параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.91–96.7. С.С. Ануфрик, А.П. Володенков, К.Ф. Зноско, А.Д. Курганский. Влияние параметров LC-инвертора на выходноую энергию XeCl-лазера. // Лазерная физика и спектроскопия: Труды конференции под ред. А.А. Афанасьева.–Минск: Институт физики НАНБ, 1997.–т.1,–С.200-203.8. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Оптимизация двухконтурной схемы возбуждения ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1989. – С.87–91.9. Anufrik S.S., Znosko K.F., Kurgansky A.D. XeCl-laser with LC-circuit excitation research // Abstracts III-rd Symposium on Laser Technology. Szcecin-Swinoujscie, 24–27 September 1990. – P.47–48.10. Anufrik S.S., Znosko K.F., Kurgansky A.D. XeCl-laser with LC-circuit excitation research // SPIE. – 1991. – Vol.1391. – P.87–92.11. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Влияние параметров контура возбуждения на длительность и форму импульса генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико-электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.86–90.12. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Володенков А.П., Исследование энергетических и временных характеристик генерации XeCl-лазера // Программа и тезисы докладов XIV Литовско-Белорусского семинара.– Прейла: Литва.–1999.–с.16.13. С.С.Ануфрик, К.Ф.Зноско, А.Д. Курганский. Влияние параметров LC- контура на энергию генерации XeCl-лазера.// Квантовая электроника. –1989- Т.16, №11.-с.2228-2231.14. Елецкий А.В. Эксимерные лазеры // УФН. – 1978. – Т.125. – Вып.2. – С.279–314.15. Ю.И.Бычков, С.В.Мельченко, Г.А.Месяц и др. Квазистационарный режим возбуждения электроразрядных лазеров. // Квант.электрон. – 1982. – Т.9, №12. – С.2423–2431.16. Hogar D.C., Kearsley A.J., Webb C.E. Resistive stabilisation of a discharge-excitrd XeCl-laser // J.Phys.D: Appl.Phys. – 1980. – Vol.13, №2. – P.225–228.17. В.М.Багинский, П.М.Головинский, В.А.Данилычев и др. Динамика развития разряда и предельные характеристики лазеров на смеси Не-Хе-НС1 // Квант. электрон. – 1986. – Т.13, №4. – С.751–758.18. Osborne M.R. and Hutchinson M.H.R. Long pulse operation and premature termination of a high-power disharge pumped XeCl laser // J.Appl.Phys. – 1986. – Vol.59, №3. – P.711–715.19.Massey H S W Negative Ions (Cambridge, New York: Cambridge Univ. Press,1976)20.Smirnov В М Negative Ions (New York, London: McGraw Hill, 1982)21.Illenberger E, Momigny J Gaseous Molecular Ions: An Introduction toElementary Processes Induced by lonization (Darmstadt: Stein-kopfVerlag,1992)22.Schulz G J Rev. Mod. Phys. 45 423 (1973)23.Caledonia G E Chem. Rev. 75 333 (1975)24.Елецкий А В, Смирнов Б М УФН 147 459 (1985)25.Oster Т, Kiihn A, Illenberger E Int. J. Mass Spectrom. Ion Proc. 89 1(1989)Т. 168, № 7]76526.Illenberger E Chem. Rev. 92 15 89 (1992)27.Ingolfsson О, Weik F, Illenberger E Int. J. Mass Spectrom. Ion Proc. 1551 (1996)28.Chutjian A, Garscadden A, Wadehra J M PAy,s. Rep. 264393(1996)29.Смирнов Б М УФН 168 731(1998)30.В.М.Багинский, П.М.Головинский, В.А.Данилычев и др. Динамика развитияразряда и предельные характеристики лазеров на смеси Не-Хе-НС1 // Квант.электрон. – 1986. – Т.13, №4. – С.751–75831.Christov Ch.G., Chaltakova N.G. Simplified discharge model for excimerlasers.// Bul. J.Phys. – Vol.15–5. – P.497–506(1988).-----------------------[pic][pic][pic][pic][pic][pic][pic][pic][pic][pic][pic][pic][pic][pic]




Нажми чтобы узнать.

Похожие:

Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconПромышленное применение лазеров
В настоящее время области применения лазеров расширяются с каждым днем. После первого промышленного использования лазеров для получения...
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconЭкспериментальные исследования электромагнитной индукции
Цель работы: экспериментальное исследование зависимости эдс индукции от ориентации контура в магнитном поле, измерение взаимной индуктивности...
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconЮ. И. Тюрин, В. Д. Хоружий, Ю. А. Сивов, С. Х. Шигалугов, Т. В. Смекалина механизмы электронного возбуждения твердых тел атомными частицами тепловой энергии
Ьно-электронный переход, адиабатический переход. Установлены особенности каждого из механизмов в зависимости от условий возбуждения....
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconРогожина Татьяна Вадимовна, к т. н., доцент должность профессор учебно-методический комплекс исследование
Учебно-методический комплекс исследование систем управления составлен в соответствии с требованиями Государственного образовательного...
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconИсполнитель и наименование ноц томский государственный университет ноц «Квантовая химия, спектроскопия и фотоника наноматериалов» Аннотация проекта
Оптические системы на основе лазеров с дискретной и плавно перестраиваемой частотой, оптических преобразователей и сверхскоростных...
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconРуководитель проекта
Исследование и разработка систем электрифицированного оборудования автономных объектов на основе средств силовой интеллектуальной...
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconА. А. Ухтомский определял доминанту как временно господствующий рефлекс, но это не единый центр возбуждения в цнс, а «комплекс определенных симптомов во всем организме», проявляющихся и в мышечной, и в секреторной, и
«Под доминантой понимается более или менее устойчивый очаг повышенной возбудимости, чем бы он ни был вызван, причем вновь приходящие...
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconИсследование устойчивости линейных систем
Методические указания к выполнению лабораторной работы № «Исследование устойчивости линейных систем» по дисциплине «Математические...
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconИсследование частотных характеристик линейных звеньев и систем
Методические указания к выполнению лабораторной работы № «Исследование частотных характеристик линейных звеньев и систем» по дисциплине...
Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе lc-контура iconПрограмма «Проектирование и исследование мультикоординатных электромехатронных систем движения» Набор 2012 года и последующих лет. Форма обучения очная. Профилирующая кафедра уи. Выпускающая кафедра окю
Магистерская программа «Проектирование и исследование мультикоординатных электромехатронных систем движения»
Разместите кнопку на своём сайте:
Документы


База данных защищена авторским правом ©rushkolnik.ru 2000-2015
При копировании материала обязательно указание активной ссылки открытой для индексации.
обратиться к администрации
Документы