Элтон Р. Рентгеновские лазеры

Подождите немного. Документ загружается.

Получение

инверсии в результате ионизации атомов и ионов 241

длительностью

1 не и

плотностью потока

Вт/см

По

изме-

рениям

при

разных длинах активной среды (без резонатора)

был

получен коэффициент усиления порядка 0,8 см"

. Приблизитель-

но

на

год позже другая группа [26] сообщила

получении

на

том

же переходе насыщенного усиления

фактором ехр(40), выходной

энергией пучка 20 мкДж

расходимостью

мрад. Эти результа-

ты были получены

использованием довольно скромного лазера

энергией импульса 3,5

Дж и

длительностью 300 пс,

возбуждение

создавалось

режиме бегущей волны.

В дальнейшем

эта

работа была продолжена

ионами Zn

[27].

Полученные значения произведения

GL при

этом составили

2,4,

5,1

и 3,2 для

линий

длинами волн 1270, 1306

1319А соответ-

ственно. Авторы полагают,

что

такая фотоионизационная схе-

ма накачки, включающая оже-процесс, могла бы использоваться

в более коротковолновой области. Одним

из

возможных препят-

ствий

для

такой экстраполяции может явиться

то, что

скорость

радиационного распада

для Ζ > 14

может превышать скорость

оже-процесса.

6.2. Возможное участие оже-процессов

экспериментах

по наблюдению излучения Л'а-линии

меди

Единственный эксперимент,

котором исследовалась возможность

получения генерации

на

Ка-линии

и в

котором, возможно, уча-

ствовали оже-процессы, был проведен

на

меди

мишенью

из

мед-

ного желатина [28]. Сообщается,

что при

этом наблюдалось узко-

направленное излучение /fa-линии

длиной волны Ι,δΑ. Получен-

ные результаты

не

могли быть объяснены

помощью известных

процессов. Последующие попытки проверки этих результатов

не-

зависимыми группами исследователей

нескольких лабораториях,

а затем снова

в той же

группе

не

увенчались успехом,

больше

такие попытки

не

предпринимались.

Тем не

менее работа [28]

ее результаты остаются частью имеющегося библиографического

материала

по

физике рентгеновских лазеров.

Литература

1. Goldstein W. Я., Whitten В. L., Hazi A. U.,

Chen

Λί. Я., Phys. Rev.,

36,

3607 (1987).

Sampson

Ό. Η.,

Zhang

Я., Phys.

Rev. A 36,

3590 (1987).

Elton

R. C,

in: "Methods

Experimental Physics", Plasma Physics,

Griem,

R. H.

Lovberg, eds., Vol.

4A, p. 148

(Academic Press,

New York, 1970).

242

Глава

Handbook

Chemistry

and

Physics, current edition

(CRC

Press,

Cleveland, Ohio).

5. Whitten B. L., Hazi A. U.

Keane C. J., et al, "Interim Report of

the

7 = 0

Task Force", Report No.UCID-21152 (Lawrence Livermore

National Laboratory, Livermore, California, 1987);

см.

также Proc.

Lasers'ee

Conference, Lake Tahoe, Nevada, December

1988.

6. Winter

T. G.,

Phys.

Rev. A 22, 930

(1980).

7. Duguay

Μ. Α.,

Rentzepis

P. M.,

Appl. Phys. Lett.,

10, 350

(1967).

Allen

C. W.,

"Astrophysical Quantities", Second Edition,

91 (Athlone

Press, University

London, London, England, 1964).

9. Bearden

7. Α., Rev. Mod.

Phys.,

39, 78

(1967).

10.

Wiese W. L., Smith M. W., Miles В. M., "Atomic Transition Probabi-

lities,

Vol. II:

Sodium through Calcium", Report

No.

NSRDS-NBS-22

(U.S.

Government Printing Office, Washington,

20402, 1969).

11.

McGuire

E. 7.,

Duguay

Μ. Α.,

Appl. Optics,

16, 83

(1977).

12.

Mahr

#.,

Roeder

U.,

Optics Comm.,

10, 227

(1974).

13.

Manx

S. Α., Hyman Η. Α., Dougherty 7. D., J. Appl. Phys., 47, 3099

(1976).

14.

Harris

5. E., Opt.

Letters,

5, 1

(1980).

15.

Hagelstein

Plasma Physics,

25, 1345

(1983).

16.

LundbergH., MacklinJ. J., Silfvast W. Т., Wood II О. Д., Appl. Phys.

Lett.,

45, 335

(1984).

17.

Morley P. D.

Sugar J., Phys. Rev., A 38, 3139 (1988).

18.

Elton

R. C.,

Appl. Optics,

14,

2243 (1975).

19.

Silfvast W. Т., WoodII О. R., Al-SalamehD. Г., in: "Short Wavelength

Coherent Radiation: Generation and Applications", D. Attwood,

Bo-

kor, eds.,

AIP

Conf.

Proc.

No. 147, p. 134 (Am.

Inst,

Phys.,

New

York, 1986).

20.

Trebes

J., J. de

Physique, (Colloque)

C6, 309

(1986).

21.

McGuire

E. J.,

Phys.

Rev.

Lett.,

35, 844

(1975).

22.

Caro R. G., Wang J. C.

Falcone

R. W., et al, Appl. Phys. Lett., 42,

9 (1983).

23.

Silfvast W. Т., Macklin J. Wood II О. Д., Opt. Lett., 8, 551 (1983).

24.

Mendelsohn A. J.

Harris 5. E., Opt. Lett., 10, 128 (1985).

25.

Kapteyn

H. C., Lee R. W.

Falcone

R. W.,

Phys.

Rev.

Lett.,

57,

2939

(1986); Phys. Rev.,

A 37,

2033 (1988).

26.

Sher Μ. H., Macklin J. J., Young /. F.

Harris S. E.

Opt. Lett., 12,

891 (1987).

27.

Walker D. J.

Barty

C. P. 7., Yin G. Y., et al, Opt. Lett., 12, 894

(1987).

28.

Kepros 7. G.

Eyring E. M.

Cagle Jr. F. W., Proc. Nat. Acad. Sci.,

USA,

69, 62

(1972).

Глава 6

Альтернативные подходы

В этой книге основное внимание уделено обсуждению схем, в ко-

торых активной средой рентгеновского лазера является плазма.

Одна из причин этого состоит в том, что свойства плазмы, как

одного из состояний вещества, наиболее естественно сочетаются с

требованием иметь высокую мощность накачки, необходимую для

работы в рентгеновском диапазоне в отсутствие достаточно эф-

фективных резонаторов. Именно поэтому достигнутые до сих пор

успехи на пути создания рентгеновского лазера явились результа-

том в основном экспериментов с высокотемпературной лазерной

плазмой.

Тремя другими обсуждаемыми схемами получения когерент-

ного рентгеновского излучения являются генерация гармоник, ла-

зеры на свободных электронах (ЛСЭ) и гамма-лазеры («гразеры»).

Эти схемы будут рассмотрены в разд. 1, 2 и 3 соответственно. В

первой из них, а именно в схеме генерации гармоник, в каче-

стве исходного используется излучение видимого диапазона. Мощ-

ность получающегося в результате преобразования когерентного

коротковолнового пучка затем может быть увеличена с помощью

плазменного усилителя [I]

). Возможность использования такого

комбинированного подхода была продемонстрирована в ближней

УФ-области спектра на длине волны 3530А [2], однако он все еще

ждет своего осуществления в ВУФ-диапазоне. Вакуумные ультра-

фиолетовые и рентгеновские лазеры на свободных электронах, так

же как и гамма-лазеры, в настоящее время находятся лишь в на-

чальной стадии своего развития, аналогичной той, в которой на-

ходились плазменные усилители и генераторы гармоник в начале

70-х годов.

Несколько других возможных подходов, также заслуживаю-

щих дальнейшего изучения с целью создания в будущем компакт-

ного,

перестраиваемого и эффективного рентгеновского лазера,

обсуждаются в разд. 4.

В английской транскрипции этот подход получил название МОРА

°т слов « Master Oscillator + Power Amplifier*. — Прим. перев.

244 Глава б

Генерация гармоник и смешение частот

1.1. Введение

Кроме схем, основанных на непосредственной генерации рентге-

новского излучения, обсуждению которых посвящена основная

часть этой книги, воспроизведения некоторых свойств лазерно-

го излучения в коротковолновом диапазоне можно достичь с по-

мощью нелинейных оптических процессов, таких, как генерация

высших гармоник. Такая возможность определяется основными

принципами нелинейной оптики. В частности, наибольший инте-

рес в этой связи представляет нелинейный отклик некоторых про-

зрачных веществ на электромагнитное поле оптической частоты.

Это явление аналогично процессам нелинейного отклика элемен-

тов цепей звукового или СВЧ-диапазона, которые приводят к иска-

жению гармоник, параметрическому усилению, модуляции и вы-

прямлению сигнала. Для ВУФ-диапазона возможными средами-

преобразователями частоты благодаря своей высокой прозрачно-

сти являются газы, пары и даже плазма. Кроме того, в случае га-

зообразных сред удается избежать присущих твердым телам огра-

ничений, связанных с возможностью оптического пробоя.

Представляющий для нас основной интерес суммарный резуль-

тат, полученный в этом направлении, состоит в возможности ис-

пользования таких оптических параметрических процессов для

создания когерентного, монохроматического и (до некоторой сте-

пени) перестраиваемого источника излучения в MP-области спек-

тра. В качестве исходного пучка в таком источнике могло бы ис-

пользоваться излучение мощного лазера инфракрасного, видимо-

го или ближнего ультрафиолетового диапазона. При этом, есте-

ственно, возникает вопрос: стоит ли в этой ситуации продолжать

усилия по созданию непосредственных рентгеновских усилителей?

Ответ на этот вопрос определяется тем, что газообразные среды

обладают в целом довольно низкой эффективностью преобразова-

ния в высшие гармоники. Полученные значения эффективности

мы обсудим далее в этой главе.

Одной из особенно заманчивых перспектив для подобных си-

стем является возможность создания на их основе мощного пере-

страиваемого источника/усилителя водородных а- и/или /?-линий

серии Лаймана с длинами волн 1216 и 1026А соответственно. Та-

кие системы позволили бы определять плотность нейтрального во-

дорода в плазме установок управляемого термоядерного синтеза по

наблюдениям резонансной флуоресценции. Это приложение будет

рассмотрено далее в разд. 4.2.3 гл. 7.

ьтернативные

подходы

245

Hill

Длина

Волны,

Рис.

Диапазоны длин волн излучения, получаемого

помо-

щью различных нелинейных оптических процессов

[4]: (а)

пере-

страиваемое

рамках диапазона перестройки лазера накачки;

(б)

ступенчато-непрерывно перестраиваемое.

1 —

антистоксово рама-

новское рассеяние^;

2 —

седьмая гармоника;

3 —

пятая гармо-

ника, шестиволновое взаимодействие;

4 —

третья гармоника, четы-

рехволновое параметрическое взаимодействие^;

5—

вторая гармо-

ника, трехволновое взаимодействие^.

Простое

четкое изложение физических принципов, лежащих

в основе процессов генерации гармоник, можно найти

ранней мо-

нографии Бломбергена [3], опубликованной

1965

г. С тех

пор

эта

область претерпела поистине колоссальное развитие,

что

позволи-

ло покрыть ВУФ-диапазон множеством гармоник

длинами волн

вплоть

до

300А.

Сказанное проиллюстрировано

на

рис.

взятом

Нз обзорной статьи Рейнджеса

[4],

вышедшей

1985

г. и

посвя-

щенной когерентным источникам ВУФ-

УФ-диапазона. Кроме

того,

имеется написанная также Рейнджесом весьма содержа-

Те

льная монография, охватывающая более широкую область

не-

линейных параметрических процессов

жидкостях

газах [5].

^•2.

Нелинейная поляризация

интересующие

нас

нелинейные оптические процессы происходят

^Ри упругом взаимодействии излучения

веществом.

общих

Че

Ртах физическая картина явления выглядит следующим обра-

246

Глава, β

зом. Взаимодействуя с веществом, внешнее поле Приводит к по-J

явлению осциллирующего дипольного момента в распределении

электронов или ионов вещества. Этот наведенный момент, или

поляризация среды, в свою очередь является источником вторич-

ного поля, которое интерферирует с падающим на вещество излу-

чением. При этом происходит обмен энергии между оптическими

полями, но не между полем и веществом. В случае если внеш-

нее поле является слабым, потенциальная яма, удерживающая ча-

стицы вещества вблизи их положений равновесия, является гар-

монической, наведенная в среде поляризация линейно зависит от |

напряженности внешнего поля и частота вторичного излучения

совпадает с частотой внешнего поля. Для достаточно сильных по-

лей и, следовательно, больших величин смещений частиц удержи-

вающая их потенциальная яма становится ангармонической. Это

приводит к оптическим нелинейностям в поляризации среды.

Математически, выражение для поляризации среды V, на-

веденной под действием интенсивного оптического поля, может

быть представлено в виде разложения в ряд по степеням полного

поля в веществе £:

= ε„(χ

(1)

£ + χ

(2)

+ χ<

>£

+ ...); (1) \

здесь εο — диэлектрическая проницаемость вакуума. Коэффици-

енты χ(

) в разложении (1) являются электрическими дипольными

восприимчивостями η-го порядка, описывающими наиболее силь-

ную часть взаимодействия с оптическим полем (по сравнению, на-

пример, с квадрупольным взаимодействием). Поляризация среды

выступает в роли источника в волновом уравнении, а нелиней-

ные по полю слагаемые в поляризации приводят к возникновению

интересующих нас гармоник. Амплитуды гармоник зависят от

величины членов в (1), содержащих нелинейные (с η > 1) воспри-

имчивости.

Кроме генерации гармоник основной частоты внешнего поля

наведенная в среде поляризация- может приводить также к излу-

чению суммарных или разностных частот в случае, если внешнее

поле содержит более чем одну частотную компоненту. В этом слу-

чае говорят о.многоволновом смешении частот.

1.3. Используемые нелинейные процессы

Двумя наиболее важными для получения когерентного рентгенов-

ского излучения процессами являются генерация гармоник и сме-

шение частот. Кроме того, возможно использование четырехволно-

вого параметрического взаимодействия. Далее мы более подробно

Альтернативные

подходы

247

обсудим каждый

из

этих трех процессов

проклассифицируем

их

в зависимости

от

степени нелинейности соответствующего взаимо-

действия.

Мы

также обсудим достижимые значения эффективно-

сти преобразования

возможности резонансного увеличения

вы-

ходного сигнала.

1.3.1.

Генерация второй гармоники

трехволновое смешение

частот

Процесс генерации второй гармоники

частотой ωπ может быть

представлен уравнением шн

2α;,·.

соответствующем процес-

се трехволнового сложения

или

вычитания частот

(а>з = ω\ ±

и>2)

участвуют

два

внешних поля

различными частотами.

Оба

этих

процесса являются результатом параметрического взаимодействия

второго порядка

обычно бывают наиболее сильными среди раз-

личных нелинейных процессов. Из-за определенных ограничений,

связанных

соображениями симметрии,

эти

процессы чаще всего

наблюдают

анизотропных кристаллических средах.

Нелинейные процессы второго порядка использовались

для ге-

нерации излучения

длиной волны вплоть

до

1850А, когда

игру

вступают поглощение

дисперсия. Кроме генерации второй гар-

моники

процессах второго порядка могут быть получены раз-

ностная

или

суммарная комбинации частот двух взаимодейству-

ющих волн. При этом длина волны одного

из

оптических полей мо-

жет принадлежать видимому,

другого

—

ИК-диапазону

или да-

же одного

—

УФ,

другого

—

видимому

или

И К-диапазону.

по-

следнем случае была получена самая короткая длина волны

рам-

ках рассматриваемого процесса. Преобразование

УФ-диапазон

было осуществлено

как в

импульсном,

так и в

непрерывном режи-

ме.

Используя импульсный лазер

на

красителе

или

комбинацию

этого лазера

лазера

фиксированной частотой, было получе-

но перестраиваемое УФ-излучение. Достигнутые значения эффек-

тивности преобразования

УФ-диапазон составляют 80-85%.

Получаемые

помощью нелинейных процессов второго поряд-

ка длины волн излучения обычно составляют более 2000А,

т. е.

лежат

несколько более длинноволновой области,

чем та,

которая

представляет

для нас

здесь основной интерес.

Для

более деталь-

ного ознакомления

результатами конкретных экспериментов

за-

интересованный читатель может обратиться

табл. '9-15

из

обзо-

ра [4].

248

Глава б

1.3.2. Взаимодействия третьего и более высоких порядков

1.3.2а.

Генерация гармоник и смешение частот. Для генера-

ции когерентного излучения с длиной волны, лежащей в MP-

диапазоне, обычно используются нелинейные оптические процес-

сы в прозрачных газах или парах, основанные на электрическом

дипольном взаимодействии третьего или более высоких нечетных

порядков. (Электрические дипольные взаимодействия четных по-

рядков в таких средах запрещены законами симметрии [4].) В

процессах генерации третьей, пятой и седьмой гармоник

(и>н

qu>i, где q — номер гармоники) было получено когерентное МР-

излучение с длиной волны от 1000 до 355А. Соответствующие про-

цессы смешения частот происходят при четырех-, шестиволновом

взаимодействии и т. д. Например, в результате четырехволнового

взаимодействия может быть получено излучение на комбиниро-

ванных частотах

Ы4

= 2ωχ

±и>2

= ω\

±u>2

±^з- Перечень раз-

личных нелинейных процессов, использовавшихся для генерации

высших частот, а также перекрываемые с их помощью интервалы

длин волн приведены в табл. 1, взятой из работы [4]. Кроме то-

го,

мы приводим взятую из той же работы табл. 2, содержащую

сводку основных экспериментальных результатов. В этой таблице

указаны конкретные значения полученных длин волн, источники

накачки, тип нелинейного взаимодействия, вещество, в котором

происходит преобразование, а также достигнутые значения эф-

фективности преобразования.

Наиболее короткие длины волн, лежащие в области 300 — 40θΑ,

были получены с помощью лазеров УФ-диапазона в процессах ге-

нерации гармоник вплоть до седьмого порядка [16, 23]. В качестве

примера процесса более высокого порядка укажем работу [24], где

в результате 10-фотонного когерентного взаимодействия в парах

натрия была получена девятая гармоника излучения неодимового

лазера на стекле (длина волны 1,06 мкм), имеющая длину волны

1177А. В качестве источника накачки в экспериментах использо-

вались как неодимовый лазер на гранате с фиксированной часто-

той излучения, так и перестраиваемые (в ограниченных пределах)

лазеры на галоидах инертных газов. Лазеры на красителях позво-

ляют расширить возможный диапазон перестройки. В качестве

нелинейной оптической среды обычно используются инертные или

молекулярные газы, однако имеется несколько результатов, полу-

ченных на парах металлов.

1.3.26.

Четырехволновое параметрическое взаимодействие. Этот

процесс представляет собой еще один нелинейный процесс третье-

Альтернативные подходы

249

Таблица 1. Нелинейные оптические процессы высших порядков,

используемые для генерации УФ- и ВУФ-излучения

Взаимодействие

Диапазон длин

волн,А

Лазер накачки

3-я гармоника

570-3550

Перестраиваемый

4-волновое взаимодействие 790-2000

Перестраиваемый

1000-2000

Перестраиваемый

Непрерывный

5-я гармоника 386-2110 Перестраиваемый

Пикосекундный

6-волновое взаимодействие 590-760 Пикосекундный

7-я гармоника

355,

380

Перестраиваемый

Пикосекундный

9-я гармоника 1170

Пикосекундный

Данные взяты из табл. 16 [4].

Все лазеры импульсные, имеют фиксированную частоту плюс

указанные в таблице дополнительные свойства.

го порядка и состоит в преобразовании двух фотонов с частотой

ωχ

в два других фотона с частотами и

и>з,

одна из которых больше,

а другая меньше, чем ωχ

так что выполняется соотношение

2ω\

= ω

+ ω

. (2)

Такое преобразование может происходить в атоме, имеющем уро-

вень 1, находящийся в двухфотонном резонансе по отношению

к поглощению излучения с частотой ωχ. Этот атом также дол-

жен иметь второй более низко лежащий уровень 2, находящийся

близко либо к уровню 1, либо к основному состоянию 0, так что

выполняется одно из условий

ω%

«С о>з или о>з <

αΐ2.

Эта схема

проиллюстрирована на рис. 2. В основном она использовалась в

ВУФ-области для генерации излучения с длиной волны более чем

ЮООА. Одно из приложений этого процесса, связанное с его резо-

нансным характером, будет рассмотрено в разд. 4.2.3 гл. 7.

1.3.2в.

Антистпоксово рамановское рассеяние. Это еще один при-

мер двухфотонного резонансного процесса при четырехволновом

параметрическом взаимодействии, который может быть предста-

влен уравнением ω

= 2ω χ — ω^. Промежуточное состояние в

этом случае должно находиться в резонансе по отношению к про-

цессу рамановского рассеяния с разностью частот ωχ —ω^. Обычно

ωχ соответствует частоте излучения лазера накачки, а излучение

Таблица 2. Генерация MP излучения в процессах преобразования

частоты*

Длина

волны

МР-излу-

чения,А

Лазер

Взаимодей-

ствие

(длины волн,

Веще-

ство

Макси-

мальная

эффек-

тивность

Литера-

тура

1064

Nd:YAG

2 χ 2661 + 5320

He,

10~

1060

краситель

3 χ 3180

10~

1026

ХеС1

3 χ 3080

Ar, Kr

10"

1026

KrF+

2 χ 2490 - 5830

[9]

краситель

1015-20

NdrYAG,

2 χ Α«ν

"Ή

Α2

ΙΟ*

-5

[10]

краситель

730

- 1010

краситель

2 χ

ASH

+ А<*

ус

["]

972 краситель

2 χ 2430 -f 4860

io-

[12]

930 краситель

3 χ 2790

[13]

896

Nd:Glass

3 χ 2688

10"

[14]

887 NdrYAG

3 χ 2661

Ar, H,

[6,

15]

830

KrF

3 χ 2490

,Hg

10~

[13]

[16-18]

790

ArF-f 2 χ 1930 +

[19]

краситель

760 Nd:YAG

4 χ 2661 - 5320

He,

52-748

NdrYAG-f-

3 χ Ant?

10"

[10]

краситель

710 NdrYAG

4 χ 2661 - 10640

He,

643

ArF

3 χ 1930

щ,щ

[20]

Ar, Kr,

10~

[20]

626

NdrYAG

4 χ 2661 + 10640

He,

570

Хег 3 χ 1710

[21]

532

Nd:YAG

5 χ 2661

He,

Ne,

10~

[6]

Ar, Kr

[6]

498

KrF

5 χ 2490

He,

[16]

386

ArF

5 χ 1930

[22]

380

NdrYAG

7 χ 2661

10~

355

KrF

7 χ 2490

10~

[16]

Данные взяты из табл. 22 [4].

Перестраиваемое в рамках диапазона работы лазера на краси-

теле.

Перестраиваемое в рамках диапазона работы эксимерного ла-

зера.

Двухфотонный резонансный процесс.