Элтон Р. Рентгеновские лазеры

Подождите немного. Документ загружается.

Альтернативные подходы

271

высокого разрешения в измерениях очень трудно, поэтому имею-

щиеся данные пока еще весьма немногочисленны.

Для максимального использования преимуществ, определяе-

мых эффектом Мёссбауэра, активная среда гразера должна быть

очень чистой. Активные атомы помещены в тщательно пригото-

вленную кристаллическую решетку с однородными температурой

(около абсолютного нуля) и другими внешними полями. Каче-

ство кристалла имеет важное значение для минимизации допол-

нительного уширения, обусловленного дефектами решетки и воз-

мущениями, связанными с неоднородностью и неизотропностью

различных внешних полей. Отметим, что из-за высокой чувстви-

тельности к внешним условиям накачка также должна быть очень

тщательно организована так, чтобы не приводить к нагреву кри-

сталла или другим нежелательным эффектам. Даже акустические

колебания могут нарушить выполнения условий резонанса.

Таким образом, выбор режима накачки в первую очередь опре-

деляется тем, насколько узкая линия при этом может быть полу-

чена в условиях интенсивной накачки, необходимой для работы

гразера. Ширина линии также важна для выяснения того, ка-

кие компромиссы при выборе рабочих параметров могут оказать-

ся необходимыми. Так, например, требования на ширину линии

благодаря соотношению (13) диктуют выбор спонтанного времени

жизни верхнего уровня г

3.3.16.

Чрезмерный нагрев. Другим важным критерием, опреде-

ляющим выбор того или иного конкретного механизма накачки,

является количество энергии, выделяемое в виде тепла в кристал-

ле в результате накачки. Чрезмерный нагрев может привести к

разрушению эффекта Мёссбауэра, так же как и эффекта Борма-

на, обеспечивающего высокую прозрачность кристалла (см. ни-

же).

Кроме того, величина выделяемого тепла связана с общей

эффективностью механизма накачки. Степень нагрева зависит от

прозрачности кристалла и изомера по отношению к энергии на-

качки. Поэтому кристалл обычно делается чрезвычайно тонким

(< 10 мкм).

8.3.1в. Ступенчатый механизм. Из-за трудностей, обусловлен-

ных проблемой нагрева, фактически во всех предложенных схемах

накачки подразумевается, что первоначально будет происходить

относительно медленная накачка в чрезвычайно метастабильные

состояния, длящаяся в течение времени порядка от секунд до ча-

сов.

Такая накачка осуществляется, например, путем интенсив-

ного облучения образца потоком излучения из ядерного реакто-

272

Глава б

pa или ускорителя заряженных частиц до тех пор, пока не будет

получено насыщенное значение плотности ядерных изомеров. В

рамках такого подхода конкретные методики и соответствующие

характерные времена могут меняться.

На следующем этапе обычно предполагается отделение возбу*

жденных изомеров от других изотопов и ядер с теми же значе-

ниями А и Z, находящихся в других возбужденных состояниях.

Этот шаг необходим потому, что невозможно выборочное созда-

ние возбужденных состояний с заданным значением спина. После

такого отделения должна следовать конденсация или кристаллиза-

ция возбужденных ядерных изомеров в кристаллическую решетку.

Это может быть длинный и тонкий (отношение диаметра к длине

» 10~

—

10~

) образец из бериллия (элемент с малым Ζ и пото-

му малопоглощающий для излучения гразера), возможно имеющий

нитевидную форму и охлажденный до гелиевых температур [65].

После этого должна начаться генерация, непосредственно из при-

готовленного возбужденного состояния или после дополнительной

накачки. Различные обсуждаемые схемы отличаются друг от дру-

га в основном этим последним этапом. Далее мы обсудим некото-

рые из имеющихся здесь возможностей.

3.3.2. Некоторые схемы гразера

Различные обсуждаемые схемы работы гразера удобно прокласси-

фицировать в соответствии с временем жизни верхнего состояния.

3.3.2а. Схемы с медленным переходом. Для схем с очень медлен-

ным переходом, т. е. с временем жизни r

j, измеряемым в минутах,

для удовлетворения условию (13) требуется существенное сужение

линии за счет эффекта Мёссбауэра (Av

i/i/

i = 10"

), что сильно

усложняет реализацию таких схем. Поэтому в этом случае необ-

ходимо иметь высокую плотность изомеров и/или высокую плот-

ность мощности накачки [66]. Для преодоления трудностей, свя-

занных с такими большими временами жизни, была предложена

схема очень медленной накачки изомеров в метастабильное инвер-

тированное состояние. Затем они должны помещаться в кристал-

лическую решетку, после чего происходит включение генерации

путем изменения внешних условий. Такое изменение может про*

изойти, например, благодаря быстрому охлаждению, приводяШ^'

му к сужению линии и преобладанию усиления над потерями

среде.

Альтернативные подходы

273

Оригинальная идея возможности увеличения концентрации

ядер в схемах с большим временем жизни возбужденного состоя-

ния была выдвинута Летоховым [61], который исходил из простой

двухуровневой атомной модели. Предлагаемый метод относится

к несколько более коротким временам жизни (0,1 < г„/ < 10 с)

и достаточно интенсивной накачке, так что ширина линии удо-

влетворяет условию Ai/

i/i/

i =

10""

т. е. находится в пределах,

достижимость которых с помощью мёссбауэровского механизма

была проверена экспериментально. Для приготовления образца

ядро,

возбужденное в результате захвата медленного нейтрона в

тонкой мишени, должно высвобождаться путем быстрого испа-

рения мишени лазерным импульсом. Затем в образованной плаз-

ме происходит отделение ядер, находящихся в определенных воз-

бужденных состояниях. Для этого сначала производится селек-

тивное возбуждение высоколежащих состояний вторым лазерным

пучком, настроенным на конкретную сдвинутую в данном изомере

линию, после чего с помощью третьего лазера происходит фотоио-

низация. (Эта схема, очевидно, аналогична тому, что в настоящее

время получило название «метода лазерного отделения изотопов».)

В той же статье [61], а также в последующей публикации [67]

Летоховым была предложена схема резонансной фотонакачки, за-

меняющая накачку в процессах захвата нейтрона возбуждением в

результате резонансного поглощения гамма-кванта. Сечение про-

цесса фотонакачки значительно превосходит сечение для накачки

нейтронами (характерные значения приведены ниже). Предло-

женные Летоховым комбинации источника излучения накачки и

активного вещества приведены в табл. 3. Эта таблица представле-

на в форме, аналогичной той, которая использовалась при рассмо-

трении схемы резонансной фотонакачки рентгеновских лазеров в

разд. 3 гл. 3. Отметим, что хотя линии накачки могут иметь ши-

рину, сравнимую с приведенной в табл. 3 величиной Av

i/i/

t, точ-

ность энергий ядерных переходов недостаточна для того, чтобы

делать какие-либо выводы о выборе наиболее удачных комбинаций.

Это отмечалось в работе [67] и по-прежнему остается серьезным

ограничением. Кроме того, большие времена жизни г

/ верхних

состояний многих из перечисленных в таблице переходов (и, сле-

довательно, узкие линии поглощения) уменьшают перекрытие ли-

ний излучения накачки и поглощательного перехода и значительно

снижают эффективность накачки. В действительности отмечен-

ное обстоятельство играет даже более важную роль, чем в случае

атомных переходов (см. разд. 3 гл. 3). Это заставило обратить-

ся к рассмотрению трехуровневой схемы, аналогичной той, кото-

рая изображена на рис. 8. В этой схеме происходит возбуждение

274

Глава в

Таблица 3. Возможные комбинации переходов для схемы резонанс-

ной фотонакачки гразера*

Накач-

ка

Пере-

ход

кэВ

Δι//ι/Χ

ΧΙΟ

Погло-

щение —

генерация

кэВ

Tub

14,0979

1,5

14,1

100

Και

9,2517

9,3 150

10,5080 7,6

»Cr

10,5

100

Κβι

21,6568 - 26

151

21,6

3-4

Κβ% 22,7236

149

22,5

1-10

Lai

8,3976 27

в9

Тт

1М

8,42

3,7

27+

2p-ls

8,3917

6,3908

144 гзТа

6,3 6800

12,649

193

12,7

2,2

Κβι

1,5574

80 rig

1,57

Lot

7,8446 32

».Pu

239

7,87

* Все комбинации взяты из работы [67], кроме содержа-

щей ион Си

27+

[68].

Все данные для hi/

pump

взяты из работы [69], кроме слу-

чая Си

27+

[70].

короткоживущего и потому широкого промежуточного состояния

такой же широкой линией излучения накачки, после чего оно рас-

падается и переходит в долгоживущее верхнее лазерное состояние.

3.3.26.

Методы накачки в схемах с медленным переходом. Та-

ким образом, задача состоит в обеспечении условий, необходимых

для работы в рассмотренном выше случае больших времен жизни

возбужденного состояния (г

/ > 0,1 с), если необходимая степень

сужения линии за счет эффекта Мёссбауэра может быть достиг-

нута. Для этого необходимо увеличение плотности активных ядер

до сверхтвердотельных значений или увеличение плотности мощ-

ности накачки по сравнению с величиной, определенной в (14),

или и то и другое вместе.

Предложения по реализации этих двух возможностей действи-

тельно высказывались. Нагрев в дейтерий-тритиевой реакции

должен сопровождаться инерциальным сжатием, инициирующим

ядерный микровзрыв при сверхтвердотельных плотностях [65, 66].

(Этот метод аналогичен развиваемой в настоящее время схеме по-

Рис. 8. Энергетические уровни и переходы для схемы рентгенов-

ской накачки (а) возбужденного изомерного состояния и (б) основ-

ного состояния изотопа [64]. 1 — начальное изомерное состояние;

2 — рентгеновская накачка; 3 — промежуточный (широкий корот-

коживущий) уровень; 4 — спонтанный переход; 5 — верхнее лазер-

ное

состояние; 6— генерация; 7— нижнее лазерное состояние; 8 —

начальное основное состояние.

лучения инерциального термоядерного синтеза в результате сжа-

тия микромишеней.) При этом интенсивная накачка должна обес-

печиваться нейтронами, высвобождаемыми в результате ядерной

реакции. Это предложение было подвергнуто сильной критике

[71],

обращающей внимание на чрезмерные потери на поглощение

и рассеяние в среде.

Рассматривалась также возможность использования огромной

энергии, высвобождающейся в результате деления ядер [66]. Кри-

сталл должен быть окружен концентрической оболочкой из деля-

щихся ядер, причем процесс деления должен управляться облу-

чением с разных сторон лазерными пучками. Облучение долж-

но быть организовано таким образом, чтобы создавать бегущую

волну возбуждения, перемещающуюся со скоростью света вдоль

оси активной среды. Результатом должен являться миниатюрный

ядерный взрыв, сопровождаемый обильным выделением нейтро-

нов,

которые и осуществляют накачку [72].

В обеих схемах обычно считается, что накачка осуществляет-

ся быстрыми нейтронами, т. е. в процессах захвата нейтронов

и образования ближайшего более тяжелого изотопа. Однако по-

ток нейтронов может быть чрезвычайно интенсивным, что чрева-

то возможностью разрушения кристаллической решетки до того,

как закончится работа гразера. Это в действительности является

276

-Глава б

наиболее серьезной проблемой для развития гамма-лазеров такого

типа. Поэтому в ранней работе [65] предлагалось использовать для

накачки относительно медленные (с энергией в несколько десят-

ков эВ) нейтроны.

Поскольку рассмотренные выше механизмы накачки подразу-

мевают использование технологий, явно выходящих за пределы се-

годняшних возможностей, получаемое в экспериментах усиление,

по крайней мере первое время, будет оставаться незначительным.

При этом потребуется более тщательный учет различных меха-

низмов поглощения, рассмотренных в разд. 3.2.2. Относительная

роль тех или иных эффектов определяется выбором конкретного

изомера и энергии фотона. Дополнительные эффекты, такие, как

бормановское подавление поглощения в идеальном кристалле (см.

разд. 3.2.2), также должны быть учтены.

3.3.2в. Схемы с быстрым переходом. В области времен жизни

10~

< τ

ι < 10""

с из (13) для энергии фотона 50 кэВ получаем

10""

< Av

i/v

i < 10 . Таким образом верхний предел времен

жизни и соответствующая ему минимальная ширина линии нахо-

дятся в пределах того, что считается вполне достижимым благо-

даря эффекту мёссбауэровского сужения линии в активной сре-

де гразера [64]. Нижний предел времен жизни определяется рас-

смотренными в предыдущем разделе требованиями на плотность

мощности накачки. Очевидно, что времена в диапазоне от 1 не до

1 мке наиболее предпочтительны, если иметь в виду использова-

ние эффекта Мёссбауэра, разумную величину мощности накачки

и продолжительности импульса гразера при работе с резонатором.

Для работы в этих временных рамках недавно была предложе-

на схема [64], воскрешающая обсуждавшуюся выше идею Летохова

[61] о накачке гамма-излучением. В этом подходе для накачки воз-

бужденного состояния предлагается использовать интенсивное не-

когерентное излучение рентгеновских линий, например лазерной

плазмы. Брейт-вигнеровское сечение такого процесса для фото-

нов с энергией 10 кэВ ~

10""

см

, в то время как для возбужде-

ния нейтронами сечение ~ 10~

см

. При этом опять должна

использоваться* трехуровневая схема, промежуточное состояние в

которой должно иметь очень короткое время жизни и максималь-

ную ширину, для обеспечения максимального перекрытия с лини-

ей излучения накачки. После поглощения энергии это состояние

быстро распадается в верхнее лазерное состояние, чье время жиз-

ни по отношению к спонтанному распаду должно быть по крайней

мере не меньше, чем длительность импульса инициирующего лазе-

ра и последующего импульса рентгеновского излучения.

Альтернативные подходы

277

Существуют два возможных режима работы, проиллюстриро-

ванные на рис. 8. В первом из них (б) короткоживущее изомерное

состояние накачивается из основного состояния в результате высо-

коэнергетического перехода. Во втором (а) — в течение длитель-

ного времени приготавливается возбужденное изомерное состоя-

ние,

например в результате захвата тепловых нейтронов в реакто-

ре.

Затем происходит фотонакачка в относительно близлежащее

короткоживущее изомерное состояние, которое, как и раньше, рас-

падается, приводя к заселению верхнего лазерного уровня. В этом

последнем случае предполагается получение существенно большей

(по крайней мере в 30-100 раз) квантовой эффективности. Еще раз

подчеркнем, что очень сложная проблема нахождения максималь-

но точно совпадающих линий в рентгеновской области остается

существенным препятствием при проектировании эксперимента.

Это связано с тем, что все еще отсутствуют с нужной точностью

данные по энергиям переходов и временам жизни изомерных со-

стояний.

В одной из особенно перспективных изучаемых в настоящее

время [68] комбинаций используется излучение резонансной ли-

нии на переходе η = 2 1 в He-подобном ионе Си

27+

с энергией

кванта 8,39 кэВ, получаемое в результате лазерного нагрева мише-

ни с медным покрытием, для накачки состояния со спином (3/2)+

и энергией

8,4099

кэВ в ядре Тт

169

. (В действительности это один

из изотопов, предложенный ранее Летоховым [67] и включенный

в табл. 3.) Кроме этого, в настоящее время рассматривается ядро

137

с энергией возбуждения 10,6 кэВ (в настоящее время .рентге-

новские линии в этом диапазоне еще не идентифицированы). Еще

одним кандидатом является ядро Ag

110

с энергией 117,3 кэВ, для

которого имеющаяся информация пока еще недостаточна.

$.3.3. Римановское рассеяние

Довольно оригинальным вариантом схемы с лазерной накачкой

гразера является нелинейный аналог антистоксова рамановского

рассеяния. При этом в результате облучения ядерного изомера

лазерными фотонами оптической частоты в процессе антистоксо-

ва рамановского рассеяния на ядре возникают гамма-кванты [73,

74].

Мощный лазер позволил бы стимулировать как антистоксовы

переходы, так и двухфотонные каскадные процессы в процессах

девозбуждения долгоживущего уровня, приготовленного медлен-

ной накачкой. Для работы такой схемы необходимо, чтобы ядро

одновременно отвечало на два совершенно разных воздействия:

278

Глава, β

одно — оптического, а другое — гамма-диапазона. Это может

явиться серьезным препятствием, так как наиболее интенсивные

оптические поля в фокусе современных лазерных пучков слабы по

сравнению с внутриядерными кулоновскими силами. В [75] пред-

полагалось, что такие переходы могут быть накачаны с помощью

лазера рентгеновского (вместо видимого) диапазона с длиной вол-

ны 10А, когда такие лазеры станут доступными.

3.3.4- Гразеры на свободных электронах

И наконец, отметим недавнюю работу [52], где предлагалось ис-

пользовать лазер на свободных электронах с плазменным виглером

с очень большим магнитным полем для создания лазера гамма-

диапазона. Это предложение аналогично идее использования ви-

глеров с периодом порядка оптической длины волны [41]. Более

подробно оба этих предложения обсуждались в разд. 2 этой главы.

3.4. Выводы

Подводя итоги можно сказать, что современное состояние дел в

области лазеров гамма-диапазона соответствует тому, что было с

рентгеновскими лазерами примерно 10 лет назад. Основной про-

блемой по-прежнему остается преодоление противоречивых требо-

ваний иметь мощную накачку и относительно малые разрушения

твердотельной матрицы. В настоящее время основные усилия на-

правлены на проведение подготовительной работы для будущих

экспериментов, а не на попытки создания самого лазера. По-

видимому, нет сомнений в том, что дальнейшие интенсивные ис-

следования фундаментальных свойств и структуры ядерных воз-

буждений должны предшествовать объективной оценке возмож-

ности создания гамма-лазера. Некоторые эксперты утверждают,

что реальный интервал времени, через которое гразеры могут вой-

ти в нашу жизнь, составляет пару десятилетий, т. е. это может

произойти не ранее начала следующего века [73].

4· Другие схемы

Естественно, что существует постоянный интерес к развитию дру-

гих подходов, основанных на идеях, возможно, радикальным обра-

зом отличающихся от тех, которые лежат в основе разрабатывав-

шихся до сих пор схем, описанных в этой книге. Такие новые

идеи могли бы послужить импульсом, необходимым для прогресса

в области повышения эффективности существующих систем, т. е.

Альтернативные подходы

279

для получения более высокой выходной мощности, улучшения ка-

чества пучка и возможности перестройки частоты излучения. Не-

которые из высказанных предложений такого рода будут кратко

рассмотрены ниже. Большинство из них довольно спекулятивны

и не содержат в себе подробного анализа механизма усиления. В

отличие от более разработанных схем, подробно обсуждавшихся в

предыдущих трех разделах этой главы, эти подходы в настоящее

время не привлекают к себе столь интенсивного внимания. И тем

не менее на данной стадии развития ими- не следует полностью

пренебрегать.

4.1.

Генерация рентгеновского излучения в кристаллах

Генерация рентгеновского излучения в твердом веществе, таком,

как кристалл, является чрезвычайно привлекательной. Двумя оче-

видными преимуществами при этом являются возможность обес-

печения высокой плотности и низкой температуры, что совместно

позволяет получить высокое усиление в малом объеме. В сочета-

нии с генерацией на переходах в /f-оболочку это могло бы приве-

сти к получению высокой суммарной эффективности схемы. Та-

кая возможность кажется принадлежащей области фантазий, тем

не менее она заслуживает своего рассмотрения.

В качестве предвестника возможности получения рентгенов-

ской генерации в кристаллах были проведены измерения люминес-

ценции, возбуждаемой синхротронным излучением [76]. В этой ра-

боте были зарегистрированы пики люминесценции в ВУФ-области

на длинах волн 1850 и 1823А (6,7 и 6,8 эВ) в веществах ВеО и MgO

соответственно.

J{.1.1.

Накачка внутренней флуоресценцией

В [77, 78] было высказано предположение о том, что фотонакачка

могла бы происходить локально в кристалле, допированном атома-

ми активного вещества, в результате поглощения тормозного из-

лучения. При однородном распределении примесных атомов это

привело бы к использованию объемного источника излучения не-

прерывного спектра. Например, идеальный кристалл бериллия

мог бы быть допирован активными атомами, такими, как никель

или медь. При этом непрерывный спектр излучения бериллия мог

бы использоваться для накачки атомов тяжелых металлов. Эле-

менты с большим Ζ были выбраны из тех соображений, что они

280

Глава б

имеют высокий выход флуоресценции в линиях, узкие линии из-

лучения и короткие длины волн — все это способствует получению

высокого усиления.

С другой стороны, бериллий был выбран как кристаллическое

вещество с наименьшим Ζ для уменьшения выхода флуоресцен-

ции в линиях и достижения максимального излучения в непрерыв-

ном спектре. Возбуждение флуоресценции в непрерывном спектре

в бериллии могло бы происходить с помощью импульса быстрых

электронов. При этом кристаллическая решетка могла бы одно-

временно служить резонатором. Развитие технологии создания

практически идеальных синтетических кристаллов путем нанесе-

ния микрослоев атомарного масштаба, обсуждавшееся в разд. 2.3.3

гл.

1, могло бы привести к появлению других предложений, также

связанных с использованием кристаллов.

4.1.2. Подавление поглощения в результате эффектов

дифракции

Одной из основных проблем на пути получения эффективной ге-

нерации в кристаллах является поглощение рентгеновского излу-

чения в твердом веществе. В довольно ранней работе [77] было

высказано предположение о том, что определенные дифракцион-

ные эффекты в кристаллах могли бы привести к эффективному

подавлению поглощения. Одним из них является эффект Коссе-

ля,

состоящий в том, что интерференция между волнами, распро-

страняющимися от отдельных флуоресцирующих центров в кри-

сталле, может приводить к образованию множества сколлимиро-

ванных когерентных пучков. Число таких пучков в кристаллах с

более низкой симметрией меньше, что благоприятствует получе-

нию высокой выходной мощности. Еще одним явлением, которое

также может оказаться полезным, является эффект Бормана, при

котором имеет место аномальное распространение без поглощения

в определенных направлениях в кристалле. Этот эффект обсу-

ждался в разд. 3 в связи с гамма-лазерами.

Дас Гупта объявил о наблюдении повышенной прозрачности

благодаря эффектам Косселя и Бормана при распространении

рентгеновского излучения в меди, возбуждаемой микросфокусиро-

ванным рентгеновским пучком [79. 80]. Он связывает свои резуль-

таты с наблюдением усиления рентгеновского излучения в кри-

сталле [81]. Полученные результаты включают в себя наблюде-

ние нелинейного роста интенсивности рентгеновского излучения

с ростом возбуждающего тока, а также значительное сужение К