Элтон Р. Рентгеновские лазеры
Подождите немного. Документ загружается.
Получение инверсии в результате захвата электронов
221
эффициентом отражения 80%. Измеренный коэффициент уси-
ления составил G = 1,4 см""
1
. По имеющейся в настоящее вре-
мя литературе можно сделать вывод, что запланированные ранее
дальнейшие эксперименты в этом направлении не проводились.
7.1.2.
Наблюдения флуоресценции при взаимодействии плазмы
с газом
Флуоресценция наблюдалась как в Н-, так и в He-подобных ионах
лития, бора, углерода и азота [49]. Наиболее полные результаты
были получены для ионов С
5+
, образованных в результате захвата
электрона при соударениях с нейтральными атомами углерода. В
этом случае начальные полностью ионизованные ионы С
6+
обра-
зовывались в результате фокусировки лазерного пучка на графи-
товую мишень. Необходимая скорость потока, соответствующая
оптимальной величине сечения перезарядки, достигалась в резуль-
тате пролета плазмы через окружающий мишень газ. По измере-
ниям интенсивности флуоресценции на резонансных линиях было
обнаружено, что в соответствии с теорией происходит преимуще-
ственное заселение состояний η = 4 и η = 5.
В соответствии с теоретическими требованиями по данным, по-
лученным в результате наблюдения быстрых нейтральных атомов
углерода, обнаруженных в районе взаимодействия, было опреде-
лено значение электронной плотности ~ 10
13
см
-3
. Эти флуорес-
центные измерения проводились при низкой плотности, так что-
бы эффекты пленения излучения не препятствовали использова-
нию спектроскопических методов. По этой причине аналогичные
наблюдения при больших плотностях плазмы в более близкой к
поверхности мишени области приводят к менее определенным ре-
зультатам.
7.2.
Пучок ионов Аг
+
высокой энергии, налетающий на
углеродную мишень
В работе [52] была высказана оригинальная (по крайней мере с экс-
периментальной точки зрения) идея эксперимента с пучком ионов
аргона и образрванием инверсии между внутренними оболочка-
ми в результате ионизации при столкновениях с нейтральными
атомами углерода. Дело в том, что имеется значительная вероят-
ность образования вакансии в L-оболочке (п аз 2) аргона в резуль-
тате резонансного взаимодействия с /ί-оболочкой атома углерода в
процессе, напоминающем процесс перезарядки [53]. Это могло бы
привести к образованию инверсии населенностей и генерации на
222
Глава 4
длине волны А
и
/ as 55A (hi/ = 224 эВ). Предполагается, что столк-
новения будут происходить в очень тонкой (~ 50θΑ) углеродной
пленке. В качестве примера указывается, что пучок ионов аргона
с энергией 30 кэВ и током Ο,δΑ, концентрируемый на углеродную
пленку в пятно площадью 0,24 см
2
, позволил бы получить насе-
ленность верхнего состояния iV
u
= 2,6· 10
13
см""
3
и коэффициент
усиления G = 0,054 см""
1
.
В предлагаемой схеме эксперимента возбуждение в системе
должно происходить импульсно в режиме бегущей волны. При
этом инициирующий пучок от импульса к импульсу должен пе-
ремещаться вдоль поверхности активной среды вместе с усилива-
емым излучением. Требуемая для работы в режиме УСИ длина
установки составляет 1м. В настоящее время, по-видимому, мо-
гут быть созданы импульсные ионные пучки с плотностью тока на
уровне 1 кА/см
2
[54]. Использование таких пучков позволило бы
увеличить коэффициент усиления и выходную мощность установ-
ки по сравнению с первоначальной оценкой.
Литература
1.
Гудзенко Л. Я, Шелепин Л. А. — ЖЭТФ, 1963, т. 45, с. 1445.
2.
Pert G. /., J. Phys., В 9, 3301 (1976); 12, 2067 (1979).
3.
Suckewer S., Fishman Я, J. Appl. Phys., 51, 1922 (1980).
4.
Boiko V. Α., Bunkin F. V., Derzhiev V. I.
f
Yakovlenko S. /., IEEE.J.
Quant. Electron., QE-20, 206 (1984).
5. Griem Я. Д., "Plasma Spectroscopy" (McGraw-Hill Publ. Co., New
York, 1964).
6. Elton R. C., "Atomic Processes'', Chapt. 4, in: "Methods of Experi-
mental Physics", Plasma Physics, Vol. 9, H. R. Griem, R. H. Lovberg,
eds.
(Academic Press, New York, 1970).
7. Wiese W. L., Smith M. W., Glennon B. A/., "Atomic Transition
Probabilities: Vol. 1, Hydrogen through Neon", Report No. NSRDS-
NBS 4 (U.S. Government Printing Office, Washington, DC, 1966).
8. Elton R. C., Opt. Engr., 21, 307 (1982).
9. Elton R. C, "Parameter regimes for x-ray lasing in plasmas", Com-
ments At. Mol. Phys., 13, 59-67 (1983).
10.
Elton R. C, Seely J. F., Dixon R. Я, AIP
Conf.
Proc. No. 90,
T. J. Mcllrath, R. R. Freeman, eds., p. 277 (Am. Inst, of Physics,
New York, 1982).
11.
Pert G. J., Ramsden S. Optics Comm., 11, 270 (1974).
12.
Irons F. E., Peacock N. 7., J. Phys., В 7, 1109 (1974).
13.
Dewhurst R. J., Jacoby D.
t
Pert G. J., Ramsden S. Phys. Rev.
Lett., 37, 1265 (1976).
14.
Key Μ. H.
t
Lewis C. L. S., Lamb M. 7., Optics Comm., 28, 331 (1979)·
Получение инверсии
в
результате захвата электронов
223
15.
Jacoby D., Pert G. J., Ramsden S. Α., et al, Optics Comm., 37, 193
(1981);
J.
Phys.,
В 15,
3557 (1982).
16.
Suckewer S.,
et al,
Phys.
Rev.
Lett.,
55,
1753 (1985); 57, 1004 (1986).
17.
Seely J. F., Brown С. M., Feldman U., et al., Optics Comm., 54, 289
(1985).
18.
Chenais-Popovics
C, et al,
Phys.
Rev.
Lett.,
59,
2161 (1987).
19.
Willi
0., et al, in:
"Atomic Processes
in
Plasmas",
AIP
Conf.
Proc.
No.
168,
A.
Hauer,
A. L.
Merts, eds.,
p.
115.
(Am.
Inst,
of
Physics,
New York, 1988).
20.
Lewis
C. L. 5.,
Plasma Phys.
and
Controlled Fusion,
30, 35
(1988).
21.
Kato
Y.
t
Herman
P. R.,
Tachi
Т., et al,
Proc.
Int.
Symposium Short
Wavelength Lasers,
C.
Yamanaka,
ed., p. 57
(Springer-Verlag, Tokyo,
1988);
IEEE Trans. Plasma Science,
16, 520
(1988).
22.
Matthews
D. L., et
al., Appl. Phys. Lett., 45,
226
(1984).
23.
Bhagavatula
V. Α.,
Yaakobi
В.,
Optics Comm.,
24,
331 (1978).
24.
Бойко Β. Α., Гаврилов В. В., Пергамент М. И. и др., Квантовая
электроника, 1984,
т.
11,
с.
1657
.
25.
Suckewer S., Keane С, Milchberg Η., et al., in: "Laser Techniques in
the Extreme Ultraviolet*,
AIP
Conf.
Proc.
No. 119, S. E.
Harris,
Т.
B.
Lucatorto, eds.,
pp. 55, 379
(Am. Inst,
of
Physics,
New
York,
1984).
26.
Кононов Э. #., Кошелев К. Η., Левыкин Ю. А. и др., Квантовая
электроника, 1976,
т. 3, с
576.
27.
Jaegle P., Jamelot G., Carillon Α., et al, JOSA, В 4, 563 (1987).
28.
Moreno J. C, Griem H. R.
t
Goldsmith S.
f
Knauer J., Phys. Rev., A
39,
6033 (1989).
29.
Skinner
С. H., et al.,
IEEE Trans. Plasma Science,
16, 512
(1988);
Kim
D., et al,
SPIE Proc, 875,
20
(1988); JOSA,
6,
115 (1989).
30.
Jamelot
G.
f
et al,
IEEE Trans. Plasma Science,
16, 497
(1988).
31.
Key Μ. H., J. de
Physique,
49,
Cl-135 (1988).
32.
Stratton
T.
F., in: "Plasma Diagnostic Techniques",
R.
H. Huddlestone,
S.
L.
Leonard, eds.,
p.
391 (Academic Press, New York, 1965).
33.
Goodwin
D. G.,
Fill
Ε. E., J.
Appl. Phys.,
64,
1005 (1988).
34.
Allen C. W., "Astrophysical Quantities", Second Edition,
p.
90 (Athlone
Press,
London, 1963).
35.
McGuire
E. J., et al, J. de
Physique,
C6,
81 (1986); Matzen M.
K.
f
et
al,
J. de
Physique,
C6, 135
(1986).
36.
Matzen
M. K.
f
et al,
Report
No.
SAND85-1151 (Sandia National
Laboratory, Albuquerque, New Mexico 87185, July 1986).
37.
Matzen
Μ. K., et al,
SPIE Proc, 688,
61
(1986).
38.
Hussey T. W., Matzen Μ. K.,
McGuire
E. J., Dalhed Η. E., Report No.
SAND88-0764(Sandia National Laboratory, Albuquerque, New Mexico
87185,
May
1988).
39.
Elton
R. C,
Dixon
R. H.,
Phys. Rev.,
A 28, 1886
(1983).
40.
Elton
R. C.
t
Palumbo
L. J.,
Phys. Rev.,
A 9,
1873 (1974).
41.
Ansari S. M. R.
t
Elwert G.
f
Mucklich P., Z. Naturforsch., 25a, 1781
(1970).
224 Глава
4
42.
Gabriel
Α. Я,
Paget
Τ. Λί., J.
Phys.,
В 5, 673
(1972).
43.
Whitten В. L., Hazi A. U.,
Chen
Μ. H., Hagelstein P. I., Phys. Rev.,
A
33,
2171 (1986).
44.
Виноградов А. В., Собельман Я. Я. — ЖЭТФ, 1972, т. 63, с. 2113
45.
Пресняков JI.
Я.,
Уланцев
А. Д.,
Квантовая электроника,
1974,
т.
1, с.
2377; Пресняков Л.
П.,
Шевелько В. Я.
—
Письма в ЖЭТФ,
1971,
т.
13,
с.
286.
46.
Lai Μ.,
Strivastava
Μ. Κ., Tripathi Α. Ν., Phys. Rev., A 26, 305
(1982).
47.
Scully M. 0., Louisell W. H., McKnight W. В., Opt. Commun., 9, 246
(1973).
48.
Copeland
D. Α.,
Mahr
M.,
Tang
C. L.,
IEEE
J.
Quant. Electron.,
QE-12,
665
(1976).
49.
Dixon
R. H.
f
Elton
R. C.,
Phys.
Rev.
Lett.,
38, 1072
(1977); Dixon
R.
H.,
Seely
J. F.,
Elton
R. <?.,
Phys.
Rev.
Lett.,
40, 122
(1978);
Elton
R. C, Lee Τ. N.
f
Dixon
R. Я., et al., in:
"Laser Interaction
and Related Plasma Phenomena",
Vol. 5, H. J.
Schwarz,
H.
Hora,
M.
J.
Lubin,
B.
Yaakobi, eds.,
p. 135
(Plenum Press, New York, 1981).
50.
Tkach R., Mahr H., Tang С L., Hartman P. L., Phys. Rev. Lett., 45,
542 (1980).
51.
Dixon
R. Я.,
Elton
R. C,
Seely
J. Г.,
Optics Comm.,
45, 397
(1983).
52.
McCorkle
R. Α.,
Phys.
Rev.
Lett.,
29, 982
(1972).
53.
Saris
F. W.,
Physica (Utrecht),
52, 290
(1971);
см.
также приве-
денные
там
ссылки
на
предыдущие работы.
54.
Miller
R. Я.,
"Intense Charged Particle Beams",
p. 19
(Plenum Press^
New York, 1982).
Глава 5
Получение инверсии в результате
ионизации атомов и ионов
Последовательность изложения в этой главе такая же, как и в гл. 3:
сначала мы обсудим механизм получения инверсии населенностей
в процессах ионизации при столкновениях с электронами в плаз-
ме,
а затем рассмотрим фотоионизационную схему накачки. В
конце главы будет рассмотрена схема накачки рентгеновского ла-
зера, включающая в себя процессы Оже.
1.
Накачка в процессах ионизации при
столкновениях с электронами
1.1. Рассматриваемый процесс
В этой схеме накачка происходит в результате удаления электрона
из внутренней оболочки иона в процессах неупругого столкнове-
ния со свободными электронами. Образующийся ион имеет на
единицу большую кратность ионизации и находится в возбужден-
ном состоянии, что может приводить к образованию инверсии на-
селенностей и возникновению усиления. Процесс столкновитель-
ной ионизации менее селективен и хуже поддается контролю, чем
процесс фотоионизации (фотоионизационная схема накачки бу-
дет рассмотрена в разд. 3). Тем не менее эта схема привлекла к
себе определенное внимание.
Рассматриваемый процесс описывается уравнением
Х1++е^Х^+[Ц + 2е, (1)
где буква в квадратных скобках указывает, в какой оболочке обра-
зовалась вакансия (мы будем использовать принятые в рентгенов-
ской спектроскопии обозначения; в данном случае вакансия обра-
зовалась в L-оболочке, т. е. в состоянии η = 2). Соответствующая
схема накачки проиллюстрирована на рис. 1. Инверсия населен-
ностей образуется в таких ионах, у которых имеются электроны в
более высоколежащих состояниях (в данном случае в М-оболочке,
п = 3).
226
Глава.
5
3d
3pl
3s
2p
6
2s
z
1s
c
=
u
Μ
Г° нерация
—
f L
X
1
Рис.
1.
Схема уровней, иллюстр
рующая механизм накачки
в
процесса
ионизации
при
столкновении
с
электро-
1.2.
Пример: ионизация Na-подобных ионов
Наиболее известное приложение рассматриваемого процесса отно-
сится
к
схеме генерации
на
переходах
Зр —• 3s в
лазере
на Ne-
подобных ионах
[1]. Как
отмечалось
в п.
2.3.7д
гл. 3,
этот процесс
привлекался
для
объяснения аномалии
в
отношении коэффициен-
тов усиления
на
переходах
из
состояний Ne-подобного иона, обла-
дающих разным моментом
J. При
этом предполагается,
что
про-
исходит ионизация Na-подобных ионов
из
состояния ls
2
2s
2
2p
6
3p
(это состояние является высокозаселенным
при
высокой плотно-
сти плазмы), приводящая
к
образованию Ne-подобных ионов
в
воз-
бужденном состоянии ls
2
2s
2
2p
5
3p
с
последующей генерацией
на
переходе
Зр —• 3s. Для
того чтобы такая схема могла работать,
необходима высокая концентрация исходных Na-подобных ионов.
1.2.1.
Скорость столкновительной ионизации
Как показывают результаты проведенных
в [2]
расчетов, скорость
столкновительной ионизации
S
ou
в
случае максвелловского распре-
деления электронов
по
скоростям должна быть того
же
порядка,
что
и
скорость прямого возбуждения
из
основного состояния
Ne-
подобного иона.
Это
можно довольно легко продемонстрировать
с
помощью простой аналитической формулы
для
скорости иониза-
ции
из
внешней оболочки
[3] (при
этом
мы
пренебрегаем присут-
ствием электрона
в
состоянии
η = 3):
2,blO-«N
e
(kT
t
/
x
y/*
(-
χ
\ з _
t
So«
=
—3/2
l
+
kT
e
/
x
^{kT
e
)
CM C ; (2)
здесь
N
e
= 6 —
число эквивалентных электронов
в
оболочке
2ρ·
Для определения потенциала ионизации
χ мы
воспользуемся дан-
ными
по
положениям
L\\- и
Lm-краев фотопоглощения
[4]. При
Получение инверсии в результате ионизации атомов и ионов 227
этом
для
элементов
со
средними значениями
Ζ
справедливо при-
ближенное соотношение
χ«2,3(Ζ-9)
2
эВ. (3)
Полагая,
как и в гл. 3 [см.
формулу (5)],
х/кТ
€
= 3, для
скорости
ионизации
из (2)
получаем
Sou
=
fz^W
=
6
-
10-12 см3
'
с_1
'
(4)
где численное значение получено
для
иона Se
24+
(Ζ
—
9 = 25).
Это значение примерно совпадает
со
скоростью столкновительного
возбуждения уровня
Зр в
ионе Se
24+
[см.
формулу
(8) гл. 3].
1.2.2.
Сравнение
со
схемой столкновительного возбуждения
Таким образом, процессы столкновительной ионизации могут ока-
зывать существенное влияние
на
накачку Ne-подобных ионов
в
случае, если полная плотность Na-подобных ионов
в
плазме
по-
рядка или даже больше плотности Ne-подобных ионов. (В действи-
тельности, даже если
эти
плотности равны, плотность частиц
в
со-
стоянии 2р
6
3р составляет
« 1/3 от
общей плотности Na-подобных
ионов
в
соответствии
со
статистическим распределением между
уровнями
3s, Зр и 3d.) На
практике равенство плотностей этих
ионов может достигаться
в
условиях неравновесной плазмы.
Для
этого необходимо, чтобы последовательная ионизация происходи-
ла медленнее,
чем
нагрев плазмы,
так,
чтобы
не
успевало устано-
виться равновесное распределение ионов
по
кратностям иониза-
ции.
До
сих пор
роль процессов ионизации
из
внутренних оболо-
чек
в
экспериментах
по
генерации
в
Ne-подобных ионах остается
не выясненной.
В
настоящее время
нет
оснований считать,
что
в описанных
в
разд.
2 гл. 3
экспериментах
на
селене плотность
Na-подобных ионов была достаточно высокой
[5].
Поэтому
у нас
отсутствуют какие-либо экспериментальные данные, иллюстриру-
ющие рассмотренный
в
этом разделе механизм накачки,
а
следо-
вательно, отсутствует
и
посвященный обсуждению таких экспе-
риментов раздел.
2.
Накачка
в
процессах ион-ионных
столкновений
Процесс возбуждения
в
ион-ионных столкновениях, сопровожда-
ющийся
(или не
сопровождающийся) ионизацией, описывается
Рис.
2. Схема уровней,
иллюстри-1
рующая механизм накачки в процессах |
ионизации при столкновении с ионами
уравнением
У
т+
+ χ(·'+ΐ)+
У
т+
+4+
+
е,
(5
и проиллюстрирован на рис. 2.
Этот процесс не привлек к себе заметного внимания ввиду того
что иону, обладающему массой, по крайней мере в 1800 раз бол
шей массы электрона, для получения такой же скорости требуете
гораздо большая энергия. Кроме того, кулоновское отталкивани
сталкивающихся частиц в этом случае приводит к значительном
увеличению требуемой энергии столкновения так же, как и в слу
чае рассмотренного в разд. 6.3 гл. 4 процесса перезарядки. К том
же данных по возбуждению в состояния с Δη > 1 для процессо
ион-ионных столкновений меньше, чем для процессов перезаряд
ки.
Процесс, для которого такие данные имеются, представляет
бой возбуждение иона Не
+
протоном:
р + Не+ ^
р
+ Не+ (п = 2). (б
В работе [6] было вычислено сечение этой реакции для энерги'
протона 14 кэВ, т. е. скорости 2 · 10
8
см/с, которое составляет
a
ce
(i-г) = 2-10~
18
см
2
. (
7
Сечение продолжает расти с ростом энергии, и приведенное зн~
чение может не быть максимальным. Поэтому возможно, что он'
достигает такой же величины и имеет аналогичную зависимость
от зарядов сталкивающихся частиц, что и сечение перезарядки
Во всяком случае, требуемые энергия и скорость опять-таки не-
реально велики для типичных параметров плазмы рентгеновски
лазеров.
Получение инверсии в результате ионизации атомов и ионов 229
Так
же как и в
предыдущем разделе,
нам
неизвестно
о
каких-
либо экспериментах
по
получению инверсии непосредственно
в
процессах ион-ионных столкновений.
3.
Фотоионизационная схема накачки
В этом разделе
мы
обсудим механизм получения инверсии населен-
ностей непосредственно
в
процессах фотоионизации. Фотоиониза-
ция может также выступать
в
роли вторичного, вспомогательного
процесса, примером чему является обсуждавшаяся
в
разд.
3 и 4
гл.
4
рекомбинационная схема накачки
в
случае фотоионизации
плазмы.
3.1.
Участвующие процессы
3.L1.
Фотоионизация
Фотоны определенной энергии
при
взаимодействии
с
атомом
или
ионом могут приводить
к
преимущественной ионизации электро-
нов
из
внутренних оболочек.
То, что
такая ионизация возмож-
на, хорошо известно
из
наблюдений традиционного линейчатого
рентгеновского излучения, возникающего
при
заполнении образо-
ванных таким образом вакансий.
Образование вакансий
в
результате фотоионизации
из
внутрен-
них оболочек может привести
к
возникновению инверсии населен-
ностей. Этот процесс описывается уравнением
X[++hv-+XW+[L]
+ e. (8)
В рассматриваемом случае дырка образовалась
в
L-оболочке,
т. е.
в состоянии
η = 2.
S.L2.
Лазерный переход
Генерация
на
переходах
во
внутренние оболочки обычно являет-
ся самоограниченной
со
временем, определяемым временем запол-
нения нижнего лазерного уровня. Такое заполнение может про-
изойти
в
результате спонтанного радиационного распада
из
верх-
него состояния или вследствии столкновительного возбуждения
из
основного состояния, если последнее близко
по
энергии.
Для об-
суждаемого ниже случая нейтрального натрия время релаксации
верхнего уровня
в
результате радиационного перехода
3s
—•
2р с
длиной волны 372А составляет
0,4 не. При
переходе
к
более
ко-
ротким длинам волн
эта
величина быстро уменьшается. Напри-
230
Глава
5
мер,
времена жизни вакансий
во
внутренних оболочках, заполне-
ние которых сопровождается излучением
с
длинами волн
« ЮА
или
« lA(дырка в
К-оболочке), составляют порядка пикосекунды
(10~
12
с) или
фемтосекунды (10~
15
с)
соответственно.
Поэтому поиск возможности генерации
на
таких переходах,
казалось
бы, не
имеет особого смысла, даже если самоограничен-
ная инверсия населенностей могла
бы
каким-нибудь образом быть
создана. Между
тем,
имеется другая возможность получения ква-
зистационарной инверсии населенностей
в
схеме, использующей
быстрые оже-переходы, которая будет рассмотрена
в п. 3.3.4 и
разд.
5.
3.1.3. Возможные потери, обусловленные оже-процессами
Во время процессов образования
и
заполнения вакансии
во
вну-
тренней оболочке может произойти удаление внешнего электро-
на. Кроме прямой столкновительной ионизации причиной вылета
электрона может послужить оже-процесс
в
случае, если
во
внеш-
ней оболочке атома имеется несколько электронов. Это приводит
к
сбросу инверсии населенностей
и
тушению усиления. Указанная
трудность
не
возникает, если имеется всего один внешний элек-
трон,
как в
случае натрия
(или
Na-подобных ионов), который
мы
сейчас
и
рассмотрим.
3.2. Генерация
в
натрии
и
Na-подобных ионах
В одной
из
первых работ
[7], где
обсуждался фотоионизацион-
ный механизм накачки, предлагалось использовать схему, изобра-
женную
на рис. 3. В
результате поглощения фотона
с
энергией
>
38 эВ
происходит фотоионизация электрона
из
состояния
2р
(L-оболочка)
в
атоме натрия
с
конфигурацией ls
2
2s
2
2p
6
3s.
Это
может привести
к
образованию самоограниченной
(со
временем
~
400 пс, как уже
отмечалось выше) инверсии населенностей
и
усилению. Генерация могла
бы
происходить
на
переходе
3s ~* 2р
с длиной волны
372А (т. е. с
энергией кванта
33
эВ).
Как
отмеча-
лось
в [7],
сечение фотоионизации электрона
из
состояния
η = 2
примерно
в 100 раз
превышает сечение фотоионизации внешне-
го Зв-электрона.
Это
отношение сохраняется
в
довольно широкой
области энергий фотона, начиная
от
порога ионизации
при 38 эВ
(32бА)
и
вплоть
до
значений, намного превышающих
100 эВ. Мы
используем
эту
конкретную схему
в
качестве примера
для
более
подробного анализа,
а
затем обсудим некоторые другие возможно-
сти.