Элтон Р. Рентгеновские лазеры

Подождите немного. Документ загружается.

Альтернативные подходы

281

линий. Также сообщается о наблюдении нерасходящегося линей-

чатого рентгеновского излучения из мишеней с цилиндрическими

отверстиями, возбуждаемых ускорителем Ван де Граафа [80]. Ре-

зультаты по нелинейному росту интенсивности в работе [82] ин-

терпретировались как возможное наблюдение того, что называет-

ся квазичеренковским излучением и обусловлено периодической

неоднородностью показателя преломления в кристалле.

Полученные Дас Гупта экспериментальные результаты и их

объяснение, базирующееся на модели, привлекающей эффекты па-

раметрического взаимодействия фотонов и электронов, были под-

вержены тщательному экспериментальному исследованию [83, 84].

Сделанный вывод состоит в том, что результаты, связывавшиеся

с вынужденным излучением, могут быть объяснены инструмен-

тальными эффектами. Кроме того, дискретные частоты, о кото-

рых сообщал Дас Гупта, не были обнаружены в этих эксперимен-

тах. Таким образом, в настоящее время какие-либо свидетельства

о генерации рентгеновского излучения в кристаллах остаются не-

подтвержденными .

^.1.3.

Излучение каналир о ванных частиц в кристалле

Как известно, это излучение возникает в результате взаимодей-

ствия кристаллического поля и заряженных частиц, каналиро-

ванных вдоль определенных направлений в кристалле [85]. Ча-

стота излучения, обусловленного осцилляторным движением ча-

стиц, может находиться в области от нескольких электрон-вольт

до ~ 1 кэВ и даже 1 МэВ и определяется эффектом Доплера [51,

85-88].

В работах [51, 88, 89] высказывалось предположение о том,

что с помощью каналированных частиц при определенных усло-

виях можно получить генерацию рентгеновского излучения.

Предложенные схемы можно разделить на две категории [51].

В первой из них кристаллическое поле рассматривается в качестве

очень короткопериодного ондулятора для создания твердотельно-

го лазера на свободных электронах. Этот подход обсуждался в

разд. 2.2.2г. Вторая схема является более традиционной и вклю-

чает в себя переходы между состояниями каналированных частиц.

Ее мы и обсудим в этом разделе.

Инвертированными состояниями являются квантовые состоя-

ния частиц, каналированных вдоль определенных выделенных на-

правлений в кристалле. Эти состояния соответствуют различным

значениям энергии поперечного движения. Коэффициент у

силе-

282

Глава. 6

ния при этом определяется выражением [51, 87, 89]

^-r^-AuiNuF

см"

, (19)

где

= (1 — υ

/с

)""

— релятивистский фактор Лоренца и

Аи

— ш*фина каналированных состояний. Это выражение экви-

валентно формуле (10) из разд. 2.2.2 гл. 2, если в нем положить

rel

s (24π)

= 8,7 или v/c s 0,993, т. е. в случае очень реля-

тивистского пучка. Однако такие значения скорости ν, необходи-

мые для получения усиления, достаточного для работы в режиме

УСИ, пока еще не доступны. Более реалистичные в настоящее вре-

мя значения плотности тока 10

А/см

и отношения A

i/Av

\ « 1

приводят к величине коэффициента усиления G = 2,1 · 10~

см""

для случая генерации на длине волны A

j = 10А.

Как и в случае гамма-лазеров (см. разд. 3), ожидается, что ис-

пользование эффекта Бормана для уменьшения поглощения при

распространении рентгеновского излучения в кристалле должно

увеличить полученное в рассмотренном выше примере значение

коэффициента усиления примерно в 100 раз. Эта идея была пред-

ложена в [89] и обсуждалась также в [51]. Использование предло-

женной в [89] оригинальной системы, состоящей из набора изогну-

тых кристаллов, образующих вместе полное кольцо, по существу

позволило бы создать кольцевой лазер и устранило бы необходи-

мость иметь отражающий резонатор. Распределенная обратная

связь (см. разд. 2.3.2 гл. 2) также могла бы оказаться полезной для

увеличения выходной мощности и снижения требований к пуЧку.

4.2.

Вынужденные переходы в системе свободных

электронов

4-2.1.

Вынужденное тормозное излучение

Идея создания мазера, работающего на вынужденных переходах

свободных электронов в кулоновском поле ядра, очевидно, впер-

вые была предложена Маркузе в 1964 г. [90]. Лазер, основанный

на этом принципе, должен был бы быть перестраиваемым благода-

ря разбросу энергий электронов в несвязанных состояниях. Идея

Маркузе состояла в использовании свободно-свободных переходов,

приводящих к вынужденному тормозному излучению. Этот под-

ход не ограничен случаем кулоновского поля и в принципе должен

работать с любым другим электрическим или магнитным полем.

С этой точки зрения идея Маркузе, похоже, явилась предтечей ла-

зеров на свободных электронах, обсуждавшихся в разд. 2. Плотно-

Альтернативные подходы

283

сти,

необходимые для получения усиления даже в микроволновом

диапазоне, достижимы только с использованием кристаллов. Да-

же безотносительно к генерации этот процесс мог бы приводить к

дополнительному охлаждению свободных электронов и, возможно,

увеличению эффективности в рекомбинационной схеме накачки,

обсуждавшейся в гл. 4.

4.2.2.

Вынужденная рекомбинация

Вынужденная рекомбинация свободных электронов в связанные

состояния в кулоновском поле была проанализирована Альтшу-

лером в 1973 г. [91]. При этом в основном изучалось влия-

ние этого эффекта на населенности и ионизационный баланс (см.

разд. 3.2.2а гл. 2). Одно из сделанных заключений состояло в том,

что если было бы возможно заметно возмутить распределение на-

селенностей различных состояний атомов с помощью мощного ла-

зера, то по спектру каскадных переходов можно было бы полу-

чить распределение свободных электронов по скоростям. Оценки

сечений показывают, что невозможно изменить населенности свя-

занных состояний (по сравнению с равновесными значениями) до-

статочно сильно для того, чтобы создать значительную инверсию.

Центральной проблемой при этом является недостаточно высокая

плотность свободных электронов в заданном интервале энергии.

Будучи недостаточным для прямой накачки, этот процесс тем не

менее может приводить к усилению столкновительной рекомбина-

ции в возбужденные состояния, как это обсуждалось в гл. 4.

Недавно Филл пересмотрел идею вынужденной рекомбинации

[92],

в основном интересуясь применимостью этого подхода для

получения перестраиваемого коротковолнового лазера. Исходя из

условий неравновесной плазмы, Филл проанализировал возмож-

ность генерации на переходах прямо в основное состояние. Это

позволило бы получить излучение с большой энергией фотона и

очень короткой длительностью в режиме самоограниченной гене-

рации. Например, для рекомбинации на протонах с последую-

щим заполнением водородного состояния η = 1, для длины волны

912А и плотности протонов 10

см""

предсказывается значение

коэффициента усиления 2,3 см"

. Отмечается масштабная зави-

симость плотности ~ Ζ

, что может оказаться важным для по-

лучения более коротких длин волн в водородоподобных ионах с

большим значением Ζ. Однако этот вопрос не исследовался по-

дробно.

Тем не менее электронная плотность в заданном интервале

энергии должна быть увеличена на порядок, для того чтобы рас-

284

Глава

смотренные процессы стали существенны для генерации в рентге»

новском диапазоне. Можно выделить три возможных пути дости-

жения этой цели:

а) немаксвелловское распределение по скоростям для свободных

электронов;

б) узкое распределение по скоростям вблизи определенного зна-

чения, как это имеет место в моноэнергетичном электронном

пучке;

в) в дополнение к б) — высокая степень направленности пучка.

Первая из этих трех возможностей является наиболее доступной

для прямой экспериментальной проверки [92].

Требования к накачке и возможные конкурирующие процессы

для схем на свободных электронах не обсуждались. Это остается

ключевым вопросом, определяющим способность этих схем обес-

печить значительное усиление в MP-диапазоне. Так или иначе, до

тех пор, пока не появится возможность создания действительно

неравновесной ситуации при высокой плотности частиц, этот под-

ход будет ограничен серьезными проблемами, препятствующими

его становлению в качестве реальной схемы получения генерации

в рентгеновском диапазоне. Он, конечно же, может использовать-

ся в качестве вспомогательного в сочетании с другими подходами.

И все же с точки зрения будущих приложений потенциальная воз-

можность получения перестраиваемого излучения является очень

привлекательной чертой схемы вынужденной рекомбинации.

При вынужденном комптоновском рассеянии фотоны, испуа

мые навстречу налетающему релятивистскому электронному пуч-

ку, рассеиваются назад со значительным увеличением энергии [93,

94].

Добавочная энергия приобретается за счет электронного пуч-

ка. Таким образом, в принципе возможно получить рентгенов-

ские кванты, используя излучение длинноволнового лазера. Кро-

ме того, длина волны излучения при этом может перестраиваться

в широком интервале путем изменения ускоряющего потенциала

электронного пучка [см. формулу

(20)].

В случае коллинеарной геометрии с направленными друг н

встречу другу пучками электронов с энергией Е

и фотонов с ча-

стотой

1/1

частота рассеянного назад излучения определяется ре-

лятивистской формулой Доплера

4.3.

Вынужденное комптоновское рассеяние

ι/

= 4ι/

(£

/£

)

(20)

Альтернативные подходы

285

где EQ s 0,5 МэВ — энергия покоя электрона. Для энергии элек-

тронов 5 МэВ и начального излучения с длиной волны 2000А из

(20) получаем, что длина волны рассеянного излучения равна 5А.

С использованием ускорителей с энергией, превышающей 1 ГэВ,

становится возможным получение еще более коротковолнового из-

лучения.

Как и для других лазерных схем, для вынужденного рассеяния

естественно ожидать экспоненциального роста интенсивности из-

лучения в пространстве и во времени. Коэффициент усиления

определяется выражением [94]

σ=0

7Γ

°§^

λιλ

7ν

ΛΓί

(21)

где Αχ и Аг — длины волн падающего и рассеянного излучения,

— плотность фотонов в падающем пучке и АЕ — ширина энер-

гетического распределения электронов. Таким образом, для энер-

гии пучка 2 МэВ, отношения АЕ/Е = 10"

, электронной плотно-

сти в пучке N

= 2 · 10

см"

(что соответствует плотности тока

А/см

) и плотности фотонов N

= 1,8· 10

см"*

из (21) полу-

чается довольно значительная величина коэффициента усиления

2,2 см"

. Это значение получено для длин волн Αι = 1,06 мкм

(неодимовый лазер на стекле) и Аг = 16бА. Для более коротких

длин волн при более высокой энергии пучка для получения та-

кого же коэффициента усиления требуется увеличение плотности

электронов или фотонов. Это обусловлено зависимостью от \\ в

(21).

4.4.

Оптическая накачка релятивистских ионов

В работах [95, 96] предлагалось заменить электронный пучок,

использовавшийся в рассмотренной выше схеме вынужденного

комптоновского рассеяния, на релятивистский пучок многозаряд-

ных ионов. Инверсия населенностей, создаваемая в результате

оптической накачки, благодаря доплеровскому сдвигу могла бы

Приводить к «испусканию перестраиваемого рентгеновского излу-

чения. Усиление спонтанного излучения вдоль ионного пучка

Должно наблюдаться для энергии фотона

ΕΜ=*ηΜΐ

+ βτ·ί) (22)

в лабораторной системе отсчета, где 7

ге

/ и /?

ге

/ — обычные реля-

тивистские параметры.

В [95] рассмотрен пример генерации в Na-подобном ионе К

На переходе 3d

—

3ρ

Ρι/2·

Обычная длина волны этого пере-

286

Глава 6

хода 459А [70]. Однако с использованием ионного пучка с кинети-

ческой энергией 10 ГэВ/нуклон предполагается получить излуче-

ние с длиной волны 19,8А. Рассчитанное значение коэффициента

усиления при этом составляет

10"""

см

-1

. Для L = 5 мм имеем

GL = 0,5 и exp(GL) =1,7. Однако энергии ионов в области не-

скольких ГэВ/нуклон едва ли достижимы в настоящее время.

Литература

Andrews R. Α., Reintjes J., Eckardt R. C, et al,

ARPA/NRL X-

Ray Laser Program Technical Report", Memorandum Report No. 3130

(U.S.

Naval Research Laboratory, Washington, DC, 1975).

Tomov I. V.

Fedosejevs R., Richardson M. C, et al., Appl. Phys.

Lett., 30, 146 (1977).

Bloembergen N., "Nonlinear Optics" (W. A. Benjamin, Inc., New York,

1965).

[Имеется перевод: Η. Бломберген. Нелинейная оптика.—

М.: Мир, 1966.]

Reintjes J. Г., "Coherent Ultraviolet and Vacuum Ultraviolet Sources",

in:

Laser Handbook, M. Bass and M. L. Stitch, eds. (North-Holland,

New York, 1985).

5. Reintjes J. F., "Nonlinear Optical Parametric Processes in Liquids

and Gases" (Academic Press, New York, 1984). [Имеется перевод:

Дж. Рейнджес. Нелинейные оптические параметрические про-

цессы в жидкостях и газах. — М.: Мир, 1986.]

6. Reintjes J. F.

She С. Y., Optics Comm., 27, 469 (1978).

7. Zapka W.

Cotter D., Brackmann U., Opt. Comm., 36, 79 (1981).

8. Reintjes J. Г., Opt. Lett., 4, 242 (1979); Appl. Optics, 19, 3889

(1980);

Phil. Trans.,Roy. Soc. (London) A298, 273 (1980).

9. Pummer H.

Egger H.

Rothschild M., Rhodes С. K., JOSA, 70, 1587

(1980).

10.

Yiu Υ. M., Bopnin K. D., McRrath T. J., Opt. Lett., 7, 268 (1982).

11.

Hilbig R.

Wallenstein R., AIP

Conf.

Proc. No. 90 (Laser Techniques

for Extreme Ultraviolet Spectroscopy, Boulder, Colorado, 1982), p. 442.

12.

Трошин Б. И., Чеботаев В. П., Черненко Α. Α. — Письма в

ЖЭТФ, 1978, т. 27, с. 293.

13.

Freeman R. R.

Jopson R. Μ., Bokor J., AIP

Conf.

Proc. No. 90 (Laser

Techniques for Extreme Ultraviolet Spectroscopy, Boulder, Colorado,

1982),

p. 422.

14.

Slabko V. V., Popov A. K., Lukinykh V. Г., Appl. Phys./15, 239

(1977).

15.

Harris S. E.

Young J. F.

Kung A. H.

et al., in: Laser Applications

to Optics and Spectroscopy (S. F. Jacobs, M. Sargent III, J. F. Scott,

M. O. Scully, eds.), Physics Of Quantum Electronics, Vol. 2, 1975.

16.

Bokor J., Bucksbaum P. H.

Freeman R. R., Opt. Lett., 8, 217 (1983).

17.

Egger H.

Hawkins R. Т., Bokor J., et al, Opt. Lett., 5, 282 (1980).

Альтернативные подходы

287

18.

Rothschild Μ., Egger Я., Hawkins R. Т., et α/., Phys. Rev., A 23, 206

(1981).

19.

Egger #., Srinivasan Т., Boyer K.

et a/., AIP

Conf.

Proc. No. 90

(Laser Techniques for Extreme Ultraviolet Spectroscopy, Boulder, Co-

lorado, 1982).

20.

Pummer H., Srinivasan T. 5., Egger H., et a/., Opt. Lett., 7, 93 (1982).

21.

Hutchinson Μ. H. R., Ling С. C, Bradley D. Opt. Comm., 18, 203

(1976).

22.

Egger H, Luk Ί. S., Boyer K., et a/., Appl. Phys. Lett., 41, 1032

(1982).

23.

Reintjes Л F., She C. Y., Eckardt R. C, et a/., Appl. Phys. Lett., 30,

480 (1977).

24.

Grozeva M. G., Metchkov D. I., Mitev V. Af., et a/., Opt. Comm., 23,

77 (1977).

25.

Miles R. В., Harris S. IEEE J. Quantum Electron., QE-9, 470

(1973).

26.

Armstrong J. Α., Bloembergen N., Ducuing J., Pershan P. 5., Phys.

Rev., 127, 1918 (1962).

27.

Freund I., Levine B. F., Phys. Rev. Lett., 23, 854 (1969); Phys. Rev.

Lett., 25, 1241 (1970).

28.

Eisenberger P, McCall 5. Phys. Rev. Lett., 26, 684 (1971); Phys.

Rev., A 3, 1145 (1971).

29.

Weber M. in: Energy and Technology Review, November-December

1987, p. 1 (Lawrence Livermore National Laboratory, Livermore, Cali-

fornia).

30.

Key M. #., Nature, 316, 314 (1985).

31.

Madey J. M. /., J. Appl. Phys., 42, 1906, (1971).

32.

Elias L. R., Fairbank W. M., Madey J. M. J., et a/., Phys. Rev. Lett.,

36,

717 (1976).

33.

Deacon D. A. G.

Elias L. R., Madey J. M. J.

et a/., Phys. Rev. Lett.,

38,

892 (1977).

34.

Hopf F. A., Meystre P., Scully M. O., Louisell W. #., Opt. Comm.,

18,

413 (1976).

35.

Colson W. В., Phys. Lett., 59A, 187 (1976).

36.

Pellegrini C, in: "Free Electron Lasers", S. Martellucci, A. N. Chester,

eds.

(Plenum Press, New York, 1980).

37.

Brau C. Α., Laser Focus, 17, No. 5, 48 (May 1981).

38.

Scharlemann Г., in: Energy and Technology Review, December 1986,

8 (Lawrence Livermore National Laboratory, Livermore, California).

39.

Bahlman D. Photonics Spectra 21, No. 4, 159 (April, 1987).

40.

Heppenheimer T. A.

Popular Science, December 1987, p. 63.

41.

Dobiasch P., Meystre P, Scully M. 0., IEEE J. Quantum Electron.,

QE-19,

1812 (1983).

42.

Brau C. Α., Laser Focus, 24, No. 4, p. 20 (April, 1988).

43.

Brau C. Α., Nucl. Instr. and Meth. in: Phys. Res., В

10/11,

276

(1985);

IEEE J. Quantum Electron., QE-21, 824 (1985); Laser Focus,

23,

No. 2, p. 40 (February 1987).

Глава б

44.

Rohatgi R., Schwettman Η. Α., Smith Τ. I., Swent R. L., Proc. of the

Ninth International Conference on Free-Electron Lasers, Williamsburg,

Virginia (1987) — см. Nucl. Instr. and Meth. in: Phys. Res., A 272,

32 (1988).

45.

Adamski J., Pistoresi D., Shoffstall D. Д., ibid.

46.

Prazeres R., Ortega J. M., Bazin C, et a/., ibid.; Europhys. Lett., 4,

817 (1987).

47.

Colella R., Lucio A.

Opt. Comm., 50, 41 (1984).

48.

Kim

K.-J.,

Halbach K., Attwood D., in: "Laser Techniques in the

Extreme Ultraviolet", S. E. Harris, Т. B. Lucatorto, eds., AIP Con-

ference Proc, 119, 267 (1984).

49.

Goldstein J. C, Newnam В. E., Cooper R. K.

Comly J. C, in: "Laser

Techniques in the Extreme Ultraviolet", S. E. Harris, Т. B. Lucatorto,

eds.,

AIP Conference Proc, 119, 293 (1984).

50.

Cadieu F. J., J. Appl. Phys., 61, 4105 (1987).

51.

Fusina R.

"Production of Laser Radiation in Aligned Crystal Targets"

(в печати).

52.

Loeb Α., Eliezer 5., Phys. Rev. Lett., 56, 2252 (1986).

53.

Bogacz S. Α., Ketterson J. В., J. Appl. Phys., 60, 177 (1986).

54.

Baier V. N., Milstein A. Nucl. Instr. and Meth. in: Phys. Res., В

17,

25 (1986).

55.

Piestrup Μ. Α., Finman P. F., IEEE J. Quantum Electr., QE-19, 357

(1983).

56.

Proc. of the Topical Meeting on Free-Electron Laser Applications in

the UV, JOSA, В 6, 1061-1083 (1989).

57.

Prosnitz D.j in: "Energy and Technology Review", December 1986,

3 (Lawrence Livermore National Laboratory, Livermore, California).

58.

Collins С. В., Science News, 30, 276 (1986).

59.

Cm.

Waynant R. W., Elton R. C, Proc. IEEE, 64, 1059 (1976),

ссылки 186-189 из этой работы, а также [60].

60.

Baldwin G. С, Solem J. С, GoVdanskii V. Rev.Mod Phys., 53, 687,

(1981).

61.

Летохов В. С. — ЖЭТФ, 1973, т. 64, с. 1555.

62.

Borrmann В., Z. Phys., 42, 157 (1942); Betterman В. W., Cole Я.,

Rev. Mod. Phys., 36, 681 (1964); Hannon J. P., Trammell G. Г.,

Opt. Comm., 15, 330 (1975).

63.

Хохлов P. В. — Письма в ЖЭТФ, 1972, т. 15, с. 580.

64.

Collins С. В., et α/., J. Appl. Phys., 53, 4645 (1982).

65.

Гольданский В. И., Каган Ю. — ЖЭТФ, 1973, т. 64, с. 90.

66.

Wood L., Chapline G.

}

Nature (London), 252, 447 (1974).

67.

Летохов B.C., Квантовая электроника, 1973, No. 4(16), с. 125,

68.

Collins С. В., in: LLE Review, 26, 61 (University of Rochester, New

York, 1986).

69.

Bearden J. Rev. Mod. Phys., 39, 78 (1967).

70.

Kelly R. L., J. Phys. and Chem. Ref. Data, 16, Suppl. No. 1 (AIP,

New York, 1987).

Альтернативные подходы

289

71.

Гольданский В. И.,

Намиотп

В. Α., Квантовая электроника, 1976,

т. 3, с. 835.

72.

Baldwin G. С, Khokhlov R. К, Phys. Today, 28, 33 (1975).

73.

Baldwin G. С, Solem J. С, Proc. Lasers'81, McLean, Virginia (1981);

Los Alamos Report LA-UR-82-321.

74.

Hecht Lasers and Applications, April 1987, p.28.

75.

Бакланов Ε. В., Чеботаев В. П., Квантовая электроника, 1976,

т. 3, с. 634.

76.

Михайлин В. В., Чернов С. П., Шепелев А. В., Квантовая элек-

троника, 1978, т. 5, с. 1759.

77.

Gold L., Proc. 1963 Third International Quantum Electronics

Conf.,

Paris,

France, 2, 1155 (1964).

78.

Patek K., "Lasers* (SNTL Publ. Co., Praque, 1964).

79.

Das Gupta K., Phys Lett., 46A, 179 (1973).

80.

Das Gupta K., Phys. Rev. Lett., 33, 1415 (1974).

81.

Das Gupta K.

}

Bahgat Α. Α., Seibt P. X-Ray Spectrometry, 9, 25

(1980).

82.

Ахманов С. Α., Гришанин Б. Л. — Письма в ЖЭТФ, 1976, т. 23,

с. 562.

83.

Aiginger Η., Unfried Ε., Wobrauschek P., Phys. Rev. Lett., 35, 815

(1975).

84.

Ebert P. J., Dick C. Phys. Rev. Lett., 34, 1537 (1975).

85.

Andersen J. U., Bonderupo E., Pantell P. Я, Ann. Rev. Nucl. Part.

Sci., 33, 453 (1983).

86.

Terhune R. W., Pantell R. Я., Appl. Phys. Lett., 30, 265 (1977).

87.

Белошитский В. В., Кумахов Μ. Α. — ЖЭТФ, 1978, т. 74, с. 1244.

88.

Strauss Μ., Phys. Rev., A 38, 1358 (1988).

89.

Ohtsuki Y. Я, Nucl. Instr. and Meth. in: Phys. Res., В 2, 80 (1984),

90.

Marcuse Ζλ, Proc. 1963 Third International Quantum Electronics

Conf.,

Paris, France, 2, 1161 (1964).

91.

Altshuler 5., "The Mechanics of Stimulated Recombination and Con-

ceptual Applications", JILA Report No. 112 (Univ. of Colorado, 1973).

92.

Fill Ε. E., Phys. Rev. Lett., 56, 1687 (1986).

93.

Pantell R. Я, Soncini G., Putoff Я. IEEE J. Quantum Electron.,

QE-4,

905 (1968).

94.

Молчанов А. Г., УФН, 1972, т. 104, с. 165.

95.

Miller L. D., Opt. Comm., 30, 87 (1979).

96.

Baldwin G. C., DiGiacomo N. 7., IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-30, 981

(1983).

Глава 7

Заключение. Применения и

перспективы

Накачка плазменных лазеров

В этом разделе мы сначала кратко подытожим особенности пер-

спективных схем накачки, рассмотренных в гл. 3-5, а затем сфор-

мулируем несколько критериев, полезных при разработке новых

схем рентгеновских лазеров.

1.1. Основные механизмы создания инверсной заселенности

Для создания инверсной заселенности в успешных экспериментах

по получению значительных коэффициентов усиления и выход-

ной мощности в ВУФ- и MP-диапазонах использовались механиз-

мы электронно-столкновительного возбуждения и рекомбинаци-

онной накачки в плотной плазме. Эти и другие перспективные

механизмы накачки, известные в настоящее время, приво-

дятся в табл. 1. Для каждого метода указываются изменение

главного квантового числа Δη между верхним и нижним лазерны-

ми уровнями, число типов используемых ионов, регенеративность

(возвращается ли лазерный ион после процессов возбуждения и

излучения в первоначальное состояние), возможность реализации

квазинепрерывного режима работы и, наконец, зависимость ко-

эффициента усиления G от длины волны лазерного перехода А

Как видно из таблицы, во всех случаях коэффициент усиления

возрастает в коротковолновом диапазоне, однако с различной ско-

ростью. Далее мы обсудим каждый из этих методов в овдельности.

1ЛЛ. Столкновительное возбуждение

Электронно-столкновительное возбуждение является наиболее из-

вестным способом накачки, который использовался в ионных лазе-

рах ближнего ультрафиолетового диапазона. Для него характерен

квазистационарный режим работы, в котором начальное и конеч-

ное лазерные состояния совпадают с основным уровнем энергии,