книги из ГПНТБ / Рэди, Дж. Действие мощного лазерного излучения
.pdfЭМИССИЯ ЧАСТИЦ ПОД Д Е Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я |
|
231 |
||
частиц из гидрида лития. Зависимость этих величии |
от времени |
|||
в случае импульса |
излучения |
мощностью |
20 МВт |
со временем |
нарастания 7 нс и |
фокальным |
радиусом |
90 мкм, действующего |
|
•на частицу гидрида лития радиусом 10 мкм, показана на фиг. 4.36. Приведена также средняя энергия на частицу. Представленные графики не описывают полностью все явления, происходящие при взаимодействии, однако они дают разумное приближение и содержат существенные результаты. Такие графики типичны для многих проводившихся гидродинамических расчетов. Пред ставленные на фиг. 4.36 результаты, относящиеся к скорости границы плазмы, близки к экспериментальным результатам, приведенным на фиг. 4.21. Во время действия лазерного импульса скорость светящейся границы плазмы возрастает. Средняя энергия увеличивается до тех пор, пока плазма не станет прозрачной.
В результате поглощения температура плазмы сначала воз растает. Так как радиус плазмы увеличивается, то в некоторый момент времени (а именно в тот, когда средняя энергия частицы перестает возрастать) процесс поглощения прекращается и тем пература плазмы начинает падать. После этого вся энергия плазмы переходит в кинетическую энергию радиального расширения. Согласно результатам, представленным на фиг. 4.36, скорость расширения достигает асимптотической величины в момент, когда радиус оказывается равным всего лишь 0,04 см. Большую часть пути от мишени до коллектора зарядов частицы пролетают с асимптотической скоростью. Из фиг. 4.36 также видно, что средняя энергия частицы может намного превышать энергию теп лового движения.
Если мы предположим, что газ, находящийся в небольшом объеме, нагревается за короткое время, а затем свободно расши ряется, то можно получить форму импульсов на коллекторах зарядов, которая похожа на реально наблюдаемую. Асимптотиче ская скорость расширения Б)*, нагретого и свободно расширяюще
гося в вакуум газа равна |
|
V» =2о/(у — 1), |
(4.55) |
где а — скорость звука в |
исходном веществе, даваемая формулой |
a = (yRT/M)y2; |
(4.56) |
здесь Т — первоначальная температура, у — показатель адиаба ты, R — универсальная газовая постоянная, М — молекулярный вес [147]. Для одноатомного газа показатель адиабаты равен 5/3. Имеются некоторые указания на то, что при нестационарных условиях, характерных для рассматриваемого случая, значение у может быть ближе к единице [148]. При рассмотрении взаимодей ствия с массивной мишеныо можно использовать одномерное приближение. Толщина нагретого к концу лазерного импульса
ГЛАВА 4 |
232 |
слоя оказывается меньше, чем поперечные размеры пятна, в кото рое сфокусировано лазерное излучение. Поэтому расширение вещества сначала направлено от поверхности. Переход в режим асимптотического течения происходит быстро — раньше, чем толщина вещества станет больше поперечных размеров. В бесстолкновительном асимптотическом режиме будет по-прежнему происходить направленный разлет вещества от мишени. Этими соображениями можно объяснить направленный характер выбро са материала, который мы обсуждали в разделе, посвященном методам фотографирования плазменного факела, и в разделе, где речь шла об угловом распределении испущенных заряженных частиц. Как мы видели раньше, измерения распределения ионов по скоростям указывают на направленный характер разлета.
Вещество, выброшенное из твердой мишени, вначале имеет большие размеры в направлении, параллельном поверхности мишени, по сравнению с размерами в перпендикулярном направ лении. Так как расширение вызывается градиентом давления, то на начальной стадии расширение в направлении, перпендику лярном поверхности, происходит быстрее, чем в направлении, параллельном поверхности. Автомодельное решение задачи о рас ширении, основанное на этой концепции, дает следующий резуль тат для координат границы плазмы X, Y и Z [149]:
X X = Y Y = ZZ = (кТ0/М) (X0Y 0Z0/XYZ)y~\ |
(4.57) |
где Х0> Y 0 n Z 0 — начальные значения X, Y и Z, Т0 — начальная температура, М — масса атома, у — показатель адиабаты, а к— постоянная Больцмана. Ясно, что наибольшее ускорение частица приобретает в направлении наименьшего размера. Численное решение уравнения (4.57) при начальном отношении размеров
X 0IY0= 0,01 дает отношение асимптотических скоростей X /Y = = 8,7. Эта модель приводит к простой и естественной интерпрета ции направленного характера выброса вещества под действием лазерного излучения *).
Если вещество движется от поверхности мишени к коллектору, удаленному на некоторое расстояние, то большую часть пути вещество проходит со скоростью, близкой к предельной. Энергия
х) Обсуждаемое частное решение уравнений газодинамики соответствует неоднородному начальному распределению плотности среды (в изотерми ческом случае распределение гауссово). Это решение было указано впервые
вработе [195]; естественно рассматривать его как обобщение полученных
вработе [196] решении, в которых скорость пропорциональна расстоянию от центра симметрии. Позже независимо система уравнении газодинамики была сведена к системе типа (4.57) в работе [197], где дай подробный анализ групповых свойств решений и проведено численное интегрирование урав
нений. В работе [198] получены точные аналитические решения систе мы (4.57) для ряда практически интересных случаев.— Прим. ред.
ЭМИССИЯ ЧАСТИЦ ПО Д Д Е Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я |
233 |
ионов, летящих с этой скоростью, обычно на порядок превышает истинную тепловую энергию вещества. Это объясняет причину появления ионов с большой энергией в опытах по измерению вре мени пролета. Из фиг. 4.36 видно, что, хотя в соответствии с дан ными спектрометрических наблюдений тепловая энергия может быть порядка 10 эВ, скорости ионов на переднем фронте расшире ния могут достигать величин порядка 100 эВ.
Сэ
g-
I
о
5
Б
з
I
Бремя, мкс
Фи г. 4.37.
Временная зависимость потоков частиц, рассчитанная по одномерной моде ли с градиентом плотности.
Графики построены для молекул с массовым числом 28 при различных начальных темпе ратурах Т 0. Расстояние от мишени 1 см.
Отношение асимптотической энергии расширения к тепловой энергии, связанной с одной степенью свободы, в одномерном слу чае выражается формулой [вытекающей из уравнения (4.55)]:1
|
1/2т; [2я./(у— 1)] |
4пцуЯТ |
4mikN0Ty |
4у |
|
||||
|
1l2kT |
|
кТ(у — 'УрМ |
кТМ (у — 1)2 |
(у— 1)2 ’ |
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(4.58) |
где |
Т — начальная |
температура, |
т г — масса |
атома, М — моле |
|||||
кулярный вес, а — скорость |
звука, |
у — показатель |
адиабаты, |
||||||
R — универсальная |
газовая |
постоянная, iV0 — число |
Авогадро |
||||||
и |
к — постоянная |
Больцмана. |
При |
у ж 5/3 |
отношение (4.58) |
||||
примерно равно 15. Следует ясно указать, что при этом не нару шается закон сохранения энергии. При истечении газа закон сохранения энергии не выражается как равенство предельной
ГЛ А В А 4 |
234 |
энергии частицы и тепловой энергии, приходящейся на одну частицу, а скорее находится в соответствии с приведенным выше результатом.
Кроме того, в нагретом газе имеется энергия, запасенная в виде энергии ионизации и возбуждения. Это обстоятельство может повлиять на эффективную величину у и сделать ее меньше ■обычного зиачеппя. На основе рассмотренной выше модели с гра диентом плотности можно вычислить форму импульсов на коллек торе, расположенном на некотором расстоянии от мишени. Резуль таты расчета приведены на фиг. 4.37. Форма этих импульсов подобна той, которая действительно наблюдается в измерениях методом сбора зарядов.
Важно напомнить, что из простых измерений времен пролета нельзя достаточно хорошо определить температуру выброшенного вещества. Полученные при этом большие скорости ионов обуслов лены не тепловой энергией, а направленным движением центра масс ионов. Представляется очевидным, что выброс вещества происходит в начале лазерного импульса. В таких условиях часть лазерного излучения поглощается выброшенным веществом. Вещество нагревается и достигает температур порядка десятков электронвольт, затем расширяется в вакуум, становясь прозрач ным на той стадии, когда произойдет достаточное уменьшение плотности заряженных частиц. Тепловая энергия преобразуется в энергию направленного расширения, которое при определенных экспериментальных условиях может быть приблизительно одно мерным или же трехмерным, если использовать мишень в виде маленькой частички. Экспериментально полученные с помощью коллекторов заряда формы импульсов характеризуют процессы свободного расширения. Вычисленные по времени пролета энергии ионов соответствуют движению переднего фронта плазмы, сво бодно расширяющейся в вакуум.
д. Процессы нагревания
В работе [150] были оценены скорости нагрева, кото рые можно получить при поглощении света в процессе, обратном тормозному излучению, и показано, что при соответствующих условиях должны достигаться температуры порядка 10° К. Были разработаны детальные программы для расчета всего физического процесса. Учитывались такие явления, как выброс материала, лереизлучеиие света плазмой, гидродинамическое расширение плазмы, передача импульса мишени; подробно рассматривался также ионный состав плазмы как функция ее температуры [75, 151—153]. К сожалению, эти результаты полностью не опубли кованы в литературе 1).
1) См. работы [188—190].— Прим. ред.
■ЭМИССИЯ ЧАСТИЦ ПОД Д Е Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я |
235 |
В работе [75] начальный нагрев поверхности описывался урав |
|
нением теплопроводности. Движение выброшенного |
вещества |
•описывалось уравнениями гидродинамики с учетом излучения. Выброшенное вещество нагревалось лазерным излучением, причем ■основным механизмом поглощения были свободно-свободные пере ходы электронов. Молекулярное поглощение вносило вклад только при низких температурах плазмы. Численный расчет процессов в плазме проводился с использованием программы для решения одномерных нестационарных уравнений гидродинамики в лагранжевом представлении. Некоторые из результатов расчета приведе ны на фиг. 4.22 (теоретические кривые). Показаны профили интер ференционных полос, вычисленные по зависящим от времени распределениям плотности электронов и нейтральных атомов, которые получаются из описанного расчета. Они находятся в раз умном согласии с экспериментальными интерферометрическими измерениями.
В других расчетах [151] использовалась одножидкостиая модель, которая учитывала влияние свободных электронов, поглощение лазерного света и ионизацию в соответствии с уравне ниями Саха. Была численно решена одномерная газодинамиче ская задача. При воздействии лазерного излучения с интенсив ностью 1012 Вт/см2 на мишень из твердого водорода рассчитанная температура плазмы через 1 нс достигала величины 10е К. Погло щение света в выброшенном веществе быстро возрастало. Рас четы предсказывают образование ударной волны, распростра няющейся внутрь мишени, и дают для скорости расширения вели чину 107 см/с.
В другой вычислительной программе [152] основное внимание было уделено росту термической ионизации выброшенного мате риала. При расчетах использовалось уравнение Саха. На фиг. 4.38 показана степень ионизации паров углерода, облучаемых светом лазера. Представленные зависимости плотностей ионов от времени получены при следующих начальных условиях: интенсивность лазерного излучения 109 Вт/см2, начальная плотность паров угле рода 1020 см-3 и начальная температура 10 000 К. Предполагалось, что в начальный момент времени вещество находится в локальном термодинамическом равновесии в соответствии с уравнениями Саха при указанных начальных условиях, а нагрев связан с тормозным поглощением. Учтено свободное расширение веще ства, так что плотность вещества уменьшается со временем. При рассмотрении не были включены ни испарение твердой поверх ности, ни поступление вещества.
Изменение со временем температуры, соответствующее фиг. 4.38, показывает, что нагрев происходит достаточно медленно до времен
порядка 15 нс, когда |
резко возрастает |
термическая иони |
зация пара и начинают |
появляться ионы |
высокой кратности. |
ГЛАВА 4 |
236'. |
Примерно через 15 нс скорость нагревания становится значи тельной. Через 25 нс вычисленная температура равна 3-105 К. Из фиг. 4.38 следует, что при соответствующих условиях ионы высокой кратности могут появляться очень быстро. Эти резуль таты показывают также, что компонента C(V) должна быть основ-
Ф и г. 4,38.
Рассчитанные плотности ионов углерода различной кратности при начальной температуре 10 000 К, начальной плотности числа частиц 1020 см-3 и интен сивности лазерного излучения 10° Вт/см2.
ной и длительное время присутствовать в плазме, образованной на мишенп из углерода. Этот результат находится в соответствии со спектроскопическими наблюдениями.
Из всех описанных выше расчетных моделей следует, что испарение происходит в начале лазерного импульса. В некоторый момент времени вещество перед поверхностью становится непро зрачным и эффективно экранирует поверхность от излучения. В течение остальной части импульса выброшенный материал сильно разогревается и энергия в результате переизлучения
ЭМИССИЯ Ч АСТИЦ ПОД Д Е Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я |
237 |
в горячей плазме может снова достигать поверхности и вызывать дальнейшее испарение. Поэтому зависимость испаренной массы от времени имеет вид, показанный на фнг. 3.23 2). Отсюда ясно, почему импульсы излучения лазера с модулированной доброт ностью испаряют небольшое количество вещества. Поступающая энергия лишь в малой степени тратится на испарение; преимуще ственно оиа расходуется на нагревание до высокой температуры небольшого количества вещества, испаренного в начальный момент.
Во всех такого рода расчетах начальные условия выбираются несколько произвольно. Например, в работе [151] начальная степень ионизации была принята соответствующей 20 000 К; в работе [75] считалось, что нагрев углерода до температуры порядка 1 эВ вызван в основном молекулярным поглощением; в [152] начальная температура полагалась равной 10 000 К. Убе дительного рассмотрения деталей перехода вещества из твердой фазы в газообразную ни в одном случае не было приведено. На поверхности металла распределение скоростей атомов не является локально равновесным. В приповерхностной области гидродина мическое описание движения неприменимо. Не была детально изучена переходная область между испаряющейся металлической поверхностью и областью, в которой происходит гидродинамиче ское движение вещества. Мы знаем, что испаренное вещество возникает из твердой фазы с плотностью частиц порядка 1022 см~3, и в некоторый момент, когда вещество только начинает испаряться, опо может находиться в промежуточном состоянии с достаточно большой плотностью.
Оптические интерферометрические и спектроскопические измерения показывают, что плотность частиц равна 1019 см-3. Однако возможности этих измерений были ограничены расстоя ниями порядка 1 мм от поверхности мишени.
Возможно, что вещество начинает расширяться, находясь в со стоянии с большой плотностью. Если вещество имеет температуру, соответствующую нормальной точке кипения, то плотность 1019 см-3, измеренная на некотором расстоянии от поверхности, оказывается слишком малой для начала эффективных процессов нагревания. Переход к тем начальным условиям по температуре и плотности частиц, которые были приняты при машинных расче тах для получения быстрого нагрева, не был детально изучен. Полный теоретический анализ всех аспектов образования лазер ной плазмы остается задачей будущего.
J) Заметим, что строго такая |
зависимость испаренной массы от времени |
не следует ни из расчетов, |
ни из эксперимента.— Прим. ред. |
ГЛАВА 4 |
23S- |
§ 5. ЭМИССИЯ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ
СПОВЕРХНОСТИ ПРОЗРАЧНЫХ ДИЭЛЕКТРИКОВ
Вряде работ было обнаружено испускание заряженных частиц с поверхностей прозрачных материалов в отсутствие их видимого физического повреждения [154]. Это явление ставит дополнительную проблему в случае, когда лазерный луч вводится
ввакуумную камеру через прозрачные окна. Эмиссия заряженных частиц в этих условиях может привести к ложным сигналам, мешающим регистрации полезного сигнала [155, 156].
Вранних исследованиях [154] для получения фотоэлектронов с поверхности кварца н боросиликатного стекла был использован рубиновый лазер. Наблюдаемые явления интерпретировались как возникающие вследствие теплового пробоя диэлектрической поверхности. Поверхность испускала при этом порядка 5 •108' электронов на квадратный миллиметр в каждом импульсе свобод
ной генерации. Эти результаты связывали со свойствами самой диэлектрической поверхности.
Однако результаты, получепные позже [157], свидетельствуют о том, что основной вклад в ток заряженных частиц, образую щихся в вакууме под действием лазерного излучения большой мощности, вызван нагревом имеющихся на поверхности примес ных включений. Под действием миллисекундных импульсов излу чения рубинового лазера были получены токи до 1010 заряженных частиц на импульс. При многократном облучении одного и того же участка мишени количество испускаемых заряженных частиц сильно уменьшается с увеличением кратности облучения и при ближается к предельной величине, которая на два порядка ниже начальной. После тщательной предварительной очистки поверх ностей уровни сигналов, связанных с заряженными частицами, уменьшались до величины порядка 105 частиц на импульс.
Электронные сигналы от ряда мишеней, таких, как стекло, кварц, фторид лития, фторид кальция и сапфир, были одинаковы по амплитуде и имели одинаковый характер. Наблюдения прово дились с помощью рубиновых лазеров. При этом также были обна ружены и положительные ионы.
Совокупность полученных данных говорит о том, что эмиссион ный ток, возникающий при прохождении через прозрачный диэлек трический материал лазерного луча большой, но недостаточной для разрушения материала мощности, обусловлен главным обра зом нагревом поверхностных загрязнений и термоэмиссией элек тронов и ионов. Эти эффекты могут мешать проведению экспери ментов методом сбора зарядов, однако они могут быть све дены к минимуму путем тщательной очистки поверхностей и неод нократным предварительным облучением той части окна, которая доляша использоваться для пропускания луча.
ЭМИССИЯ ЧАСТИЦ ПОД ДЕ Й С Т В И Е М И З Л У Ч Е Н И Я |
239 |
ЛИТЕРАТУРА
1. Liehtman D., Ready J. F., Phys. Rev. Lelt., 10, 342 (1963).
2.Ilonig R. E., Woolsion J. R ., Appl. Phys. Lett., 2, 138 (1963).
3.Verber С. M., Adelman А. II., Appl. Phys. Lett., 2, 220 (1963).
4.Giori F., MacKenzie L. A ., McKinney E. J., Appl. Phys. Lett., 3, 25 (1963).
5.Honig R. E., Appl. Phys. Lett., 3, 8 (1963).
6. D aiman G. C., Wen T. S., Froc. IEEE, 52, 200 (1964).
7.Verber С. M., Adelman A. II., Journ. Appl. Phys., 36, 1522 (1965).
8.Cobb J. A'., Muray J. J., Brit. Journ. Appl. Phys., 16, 271 (1965).
9. Alcock A. J. el al., Journ. Electron. Control, 16, 75 (1964).
10.Ready J. F., Phys. Rev., 137, A620 (1965).
11.Isenor N. R-, Journ. Appl. Phys., 36, 316 (1965).
12.Knecht W. L ., Appl. Phys. Lett., 6, 99 (1965).
13.Knecht W. L., Appl. Phys. Lett., 8, 254 (1966).
14.Khan S. II., Richards F. A ., Walsh D., IEEE Journ. Quantum Electron.,
QE-1, 359 (1965).
15.Knecht W. L., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 103 (1966).
16.lannuzzi M., Williamson R., Nuovo Cimento, 36, 1130 (1965).
17.Арифов T. У. и dp., ЖЭТФ, 55, 385 (1968).
IS. Knecht W. L., Appl. Phys. Lett., 13, 239 (1968).
19.Li P. W., Isenor N. R., Appl. Phys. Lett., 13, 238 (1968).
20.Pittaway L. G., Smith J., Nicholls B. W., Phys. Lett., 26A, 300 (1968).
21.Pittaway L. G. et al., Brit. Journ. Appl. Phys. (Journ. Phys. D), 1, 711
(1968).
22.Богдапкевич О. В., Судзиловский В. Ю., Ложников А. А ., ЖТФ, 35, 2052
(1965).
23.Duley W. W., Appl. Phys. Lett., 13, 255 (1968).
24. Sonnenberg II., Heffner II., Spicer W., Appl. Phys. Lett., 5, 95 (1964).
25.Teich M. C., Schroeer J. M., Wolga G. J., Phys. Rev. Lett., 13, 611 (1964).
26.Imamura S. el al., Phys. Rev., 166, 322 (1968).
27.Teich M. C., Wolga G. J., Phys. Rev., 171, 809 (1968).
28.Farkas Gy. et al., Phys. Lett., 24A, 475 (1967).
29.Farkas Gy., Ndray Zs., Varga P ., Phys. Lett., 24A, 134 (1967).
30.Farkas Gy. et al., Phys. Lett., 25A, 572 (1967).
31.Logothetis E. M., Hartman P. L., Phys. Rev. Lett., 18, 581 (1967).
32.Shiga F., Imamura S., Appl. Phys. Lett., 13, 257 (1968).
33.Adawi I., Phys. Rev., 134, A788 (1964).
34.Smith R. L., Phys. Rev., 128, 2225 (1962).
35. Bloch P., Journ. Appl. Phys., 35, 2052 (1964).
36.Farkas Gy., Kertesz S., Ndray Zs., Phys. Lett., 28A, 190 (1968).
37.Smith L. P., Phys. Rev., 35, 381 (1930).
38.Moon P. B., Proc. Cambridge Phil. Soc., 28, 490 (1932).
39.Stevenson D. M., Proc. IEEE, 54, 1471 (1966).
40.Kingdon К. II., Langmuir I., Phys. Rev., 21, 380 (1923).
41.Copley M. J., Phipps T. E., Phys. Rev., 48, 960 (1935).
42.Gubareff G. G., Janssen J. E., Torborg R. H., Thermal Radiation Properties
Survey, Honeywell Research Center, Minneapolis (1960).
43.Chang T. Y ., Birdsall C. A., Appl. Phys. Lett., 5, 171 (1964).
44.Linlor W. /., Appl. Phys. Lett., 3, 210 (1963).
45. Linlor W. I., Phys. Rev. Lett., 12, 383 (1964).
46.Isenor N. R., Appl. Phys. Lett., 4, 152 (1964).
47.Namba S. et al., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 273 (1967).
48. Gregg D. W., Thomas S. J., Journ. Appl. Phys., 37, 4313 (1966).
49.Briand P. et al., Phys. Lett., 25A, 631 (1967).
50.Fenner N. C., Phys. Lett., 22, 421 (1966).
51.Bourrabier C., Consoli T., Slama L., Phys. Lett., 23, 236 (1966).
ГЛ А В А 4 |
240 |
|
52. |
Gilmour A. S., Giori F. A., Thirteenth Ann. Conf. Mass Spectromet. |
Allied |
53. |
Topics, St. Louis, Missouri May 16—21, 1965. |
|
Bernal G. E ., Levine L. P ., Ready J. F., Rev. Sci. Instr., 37, 938 |
||
|
(1966) . |
|
54.Bernal G. E ., Ready J. F., Levine L. P., Phys. Lett., 19, 645 (1966).
55.Bernal G. E., Ready J ■F., Levine L. P., IEEE Journ. Quantum Electron.,
QE-2, 480 (1966).
56.Fenner N . C., Daly N . R., Rev. Sci. Instr., 37, 1068 (1966).
57.Naught A. F., Polk D. II., Phys. Fluids, 9, 2047 (1966).
58.Allen F. J., Ballistics Research Laboratory, Aberdeen Proving Ground,
Maryland, 1965.
59.Hirono i17., Iwamoto I., .Tourn. Radio Res. Lab., 14, 79 (1967).
60.Hinnov E., Phys. Rev., 147, 197 (1966).
61.Levine L. P., Ready J. F., Bernal G. E-, Journ. Appl. Phys., 38, 331 (1967). •62. Levine L. P., Ready J. F., Bernal G. E., IEEE Journ. Quantum Electron.,
QE-4, IS (1968).
63.Berkowitz J., Chupka W. A ., Journ. Chem. Phys., 40, 2735 (1964).
64.Harris T. / . , IBM Journ. Res. Develop., 7, 342 (1963).
■65. Howe J. A ., Malloy T. V., Journ. Appl. Phys., 35, 2265 (1964).
66.Howe J. A ., Journ. Chem. Phys., 39, 1362 (1963).
67.Ready J. F-, Appl. Phys. Lett., 3, 11 (1963).
•68. |
Sucov E. |
W. el al., |
Phys. |
Fluids, 10, 2035 (1967). |
•69. |
Colon C. |
el al., Journ. |
Appl. |
Phys., 39, 2991 (1968). |
70.Басов H. Г. и dp., ЖЭТФ, 51, 989 (1966).
71.Афанасьев IO. В., Крохин О. II., Склизков Г. В., IEEE Journ. Quantum
Electron., QE-2, 483 (1966).
72.Weichel II., Avizonis P. F., Appl. Phys. Lett., 9, 334 (1966).
73.Басов II. Г., Крохин О. Н., Склизков Г. В., Appl. Opt., 6, 1814 (1967).
74.Басов II. Г. и др., ЖЭТФ, 54, 1073 (1968).
75.David С. et al., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 493 (1966).
76.Bruce C. W-, Deacon J., Vonderhaar D . F., Appl. Phys. Lett., 9, 164 (1966).
77.David C. D., Appl. Phys. Lett., 11, 394 (1967).
78. Bruneteau J. et. al., Phys. Lett., 26A, 37 (1967).
79.Bruneteau J. et al., Phys. Lett., 28A, 84 (1968).
80.Size D. et al., Compt. Rend. Acad. Sci. Paris, 264, 1235 (1967).
81.Pack J. L., George T. V., Engelhardt A. G., Phys. Fluids 12, 469 (1969).
82.Izawa Y. et al., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 954 (1968).
83.Archbold E., Hughes T. P., Nature, 204, 670 (1964).
84. Gregg D. W., Thomas S. J., Journ. Appl. Phys., 38, 1729 (1967).
85.Ehler A. W., Journ. Appl. Phys., 37, 4962 (1966).
86.Басов II. Г. и др., Письма в ЖЭТФ, 5, 177 (1967).
87.Archold Е., Harper D. W., Hughes Т. Р., Brit. Journ. Appl. Phys., 15,
1321 (1964).
88.Burgess D ■D., Fawcett В. C., Peacock N. J., Proc. Phys. Soc., 92, 805 (1967).
89.Dhez P. et al., Journ. Appl. Phys., 40, 2545 (1969).
90.Fawcett В. C., Peacock N. J., Proc. Phys. Soc., 91, 973 (1967).
91.Fawcett В. C., Burgess D. D ., Peacock N . J., Proc. Phys. Soc., 91, 970
(1967) .
92.Fawcett В. C., Gabriel A. II., Saunders P. A. II., Proc. Phys. Soc., 90,
863 (1967).
93.Басов II. Г. и др., Письма в ЖЭТФ, 6, 849 (1967).
94.Fawcett В. С. et al., Proc. Phys. Soc., 88, 1051 (1966).
95.Griem II. R-, Plasma Spectroscopy, Ch. 6, McGraw-Hill, New York, 1964.
96.Boland В. C., Irons F. E., McWhirler R. W. P-, Journ. Phys. В (Proc.
Phys. Soc., Ser. 2), 1, 1180 (1968).
97.DeMichelis C., Ramsden S. A., Phys. Lett., 25A, 162 (1967).
98.Danger P. et al., IEEE Journ. Quantum Electron, QE-2, 499 (1966).