Элтон Р. Рентгеновские лазеры

Подождите немного. Документ загружается.

Принципы

коротковолновых лазеров

нейтральных частиц пока еще

не

достигли требуемого уровня мощ-

ностей.

Методы накачки рентгеновских лазеров получили развитие

ходе реализации программ

по

термоядерному синтезу

инерцион-

ным удержанием.

Там

также было необходимо вкладывать энер-

гию

за

короткие времена

малые объемы (сферические мишени).

В свою очередь рентгеновские лазеры являются ценным инстру-

ментом

для

диагностики плазмы сжатых мишеней

при

сверхвысо-

ких плотностях

(см.

п.

4.2.3

гл. 7).

4.1. Длительность импульса накачки

При работе

самоограниченном режиме существенно, чтобы дли-

тельность импульса накачки была короче,

чем

время распада верх-

него уровня.

чистом квазистационарном режиме, наоборот,

нет

принципиальных ограничений

по

длительности импульса накач-

ки.

Большие длительности даже желательны

для

работы

боль-

шими длинами усиления и/или

резонаторами. Однако иногда

короткие импульсы накачки требуются

и в

квазистационарном

режиме. Примером может служить рекомбинационная схема,

которой существенно, чтобы

за

нагревом следовало быстрое охла-

ждение.

Для

этого необходимо выключить накачку

за

время,

бо-

лее короткое,

чем

характерное время рекомбинации

(см.

разд.

гл.

4). В

целом

же для

более коротких импульсов накачки тре-

буются меньшие энергии

при

сохранении

той же

мощности

(см.

разд. 2.5). Однако короткие длительности

не

могут использовать-

ся

при

больших длинах усиления, если

не

осуществляется режим

бегущей волны накачки.

4.2.

Методы накачки рентгеновских лазеров

В этом разделе

мы

рассмотрим наиболее популярные

успешные

методы накачки рентгеновских лазеров.

4-2.1.

Мощные лазерные системы

фокусирующая оптика

Для большинства схем рентгеновских лазеров требуются электрон-

ные плотности

> 10

см""

Для

этого наиболее подходящими

являются лазеры накачки

длиной волны

мкм. Энергия лазера

накачки переходит

плазму

за

счет обратного тормозного погло-

щения электронов. Максимальное поглощение имеется

на

длине

волны

Ар,

которая определяется формулами

(7) и (8) из п. 4.2.3

гл.

7. Там

показано,

что N

λ~

и для

длины волны ЮбООА

Глава 2

Таблица 5. Типичные параметры некоторых мощных лазерных

установок, используемых для накачки рентгеновских лазеров

Лабора- Название Длитель- Мощность, Литера-

тория установки ность, не ТВт тура

Фобос

1,05; 0,53; 0

Омега

0,35

НОВА

0,35

Фарос III

1,05

Гекко XII

0,35

Греко IV

1,05

Вулкан

0,53

0,6

[73]

0,6

0,5

[74]

0,45

[54]

0,3

[75]

0,13

1 [76]

3,5

0,01 [77]

0,013

[72]

0,07-20

[63,

78]

Исследовательский центр Л имей, Франция.

Лаборатория лазерной энергетики, Рочестер, США.

Ливерморская национальная лаборатория им. Лоренса, США.

Военно-Морская лаборатория, США.

Осакский университет, Япония.

* Университет Южного Парижа и Политехническая школа,

Франция.

Лаборатория плазменной физики, Принстон, США.

Резерфордовская лаборатория, Англия.

(или 1,06 мкм) N

= 10

см"

. Это длина волны первой гармони-

ки лазера на неодимовом стекле. Более высокие гармоники (0,53 и

0,35 мкм) создают плазму даже более высокой плотности, чем необ-

ходимо для рентгеновских лазеров. С другой стороны, СОг-лазеры

с длиной волны 10,6 мкм образуют плазму с низкой электронной

плотностью, а именно 10

см~

4-2.la. Типы лазеров. Для накачки рентгеновских лазеров наи-

более успешно и часто применялись лазеры на неодимовом стекле

с длительностью импульса 0,1-2 не и энергией 0,1-5 кДж. Па-

раметры конкретных установок приводятся в табл. 5. Один или

несколько лазерных пучков позволяли получить на облучаемой ми-

шени потоки 10

- 10

Вт/см

. В другом случае [71] применялся

СОг-лазер (А = 10,6 мкм) с энергией 1 кДж и длительностью им-

пульса 75 не в комбинации с соленоидальным магнитным полем

(см.

разд. 2 гл. 4).

4.2.16. Фокусировка с помощью цилиндрических линз. Преиму-

ществом накачки рентгеновского лазера с помощью фокусировки

Принципы

коротковолновых лазеров

мощного лазерного излучения

линию

на

поверхность мишени

является

то, что

такой способ позволяет использовать

оба

кон-

ца плазмы

для

диагностики

или для

проведения экспериментов

с резонатором.

Это

наглядно изображено

[79,

92] на

рис.

20.

Кро-

ме того,

как

показано

разд.

5.2, в

этом методе длина лазерной

плазмы может варьироваться

при

постоянной плотности мощно-

сти падающего излучения.

Это

позволяет точно установить нели-

нейную зависимость интенсивности MP-излучения

от

длины плаз-

мы

определить коэффициент усиления.

Для получения ширины линии фокусировки 100-200 мкм обыч-

но используется вогнутая цилиндрическая линза

большим

фо-

кусным расстоянием

размерами

не

менее диаметра лазерного

луча. Практическим преимуществом здесь является

то, что си-

стема линз удалена

от

мишени.

Для

получения желаемой длины

линии фокусировки наряду

цилиндрической линзой использует-

ся сферическая линза. Поскольку цилиндрическая линза является

отрицательной, линия фокусировки находится

фокусе сфериче-

ской линзы. Если система фокусировки спроектирована надлежа-

щим образом,

то

можно использовать несколько цилиндрических

линз,

при

этом длина линии фокусировки будет равна сумме длин

линий, образованных каждой

из

линз

отдельности. Например,

линзы, рассчитанные

на

длины

6 и 12

мкм, могут также использо-

ваться

для

18 мкм

и т. д.

[50]. Кроме того, можно использовать

две

цилиндрические линзы, одна

из

которых может поворачиваться,

чтобы непрерывно изменять длину линии фокусировки [51].

(До-

бавление каждой линзы, естественно, приводит

дополнительным

потерям

энергии накачки.)

4.2.1

е. Фокусировка вогнутым зеркалом. Другим способом

фо-

кусировки

линию переменной длины

возможно меньшими

по-

терями является использование внеосевого вогнутого зеркала [80].

Этот способ изображен

на

рис.

21.

Здесь

обычной системе

то-

чечной фокусировки добавлено сферическое зеркало радиусом

вместо цилиндрической линзы,

есть угол отклонения луча сфе-

рическим зеркалом. Длина линии фокусировки связана

разме-

ром освещенного участка зеркала

приближенным соотноше-

нием

^«1,4.10-^,

(46)

где

выражается

градусах. Это отношение становится равным

единице

при в

= 85°, так что

длины

несколько сантиметров

могут быть получены

доступными зеркалами.

Ширина линии фокусировки

w при

таком способе фокусиров-

Рис. 20а. Схема рентгеновского лазера с поперечной накачкой не-

сколькими лучами мощного лазера, сфокусированными в одну ли-

нию [79]. 1 — детектор; 2 — решетка; 3 — мишень; 4 — лазерные

лучи.

Рис. 206. Схема рентгеновского лазера с поперечной накачкой дву-

мя лучами от установки НОВА в Ливерморской национальной лабо-

ратории им. Лоренса [92]. 1 — НОВА, 7-й луч; 2 — камера-обскура;

3—

фольга рентгеновского лазера на алюминиевой поддержке; 4 —

осевой спектрограф скользящего падения с регистрацией на ми-

кроканальной пластине; 5 — внеосевой спектрограф скользящего

падения с регистрацией на микроканальной пластине; б — НОВА,

6-й луч; 7 — камера для определения расходимости луча рентге-

новского лазера; 8 — котировочное устройство, определяющее ось

рентгеновского лазера.

Принципы

коротковолновых лазеров

Рис.

21.

Схема фокусировки излучения

линию

помощью вогну-

того

зеркала [80].

1 —

первичная линза;

2 —

ось;

3 —

первичный

фокус;

4 —

сферическое зеркало радиусом

; 5

— линия фокуси-

ровки, длиной

L; 6 —

центр кривизны зеркала.

ки

для

безаберрационного пучка равна

w«2,410-

A^,

(47)

где А

—

длина волны лазера накачки

в А. Как L, так и w

возраста-

ют

увеличением

. С

внеосевым сферическим зеркалом можно

получать прямые линии фокусировки

аспектным отношением

L/w

> 10

[80].

Этот способ фокусировки требует расположения одного или не-

скольких

(для

многоканальных установок) зеркал поблизости

от

мишени,

что

может мешать проведению некоторых измерений

требует специального рассмотрения

при

подготовке эксперимента

в целом.

2.1г.

Распределение интенсивности. Интенсивность

каждой

точке фокальной линии равна интегралу

от

интенсивности пада-

ющего луча вдоль линии, перпендикулярной линии фокусировки.

Поэтому

для

падающего луча

круговым сечением распределение

интенсивности вдоль длины

не

будет однородным. Это справедли-

во

как для

фокусировки

цилиндрической линзой,

так и для фо-

Глава 2

кусировки с помощью зеркала. Эта неоднородность может быть

устранена, если поперечному сечению луча придать прямоуголь-

ную форму [80]. При этом, однако, неизбежны некоторые потери

мощности, падающей на мишень.

4.2.2.

Импульсный электрический разряд

Импульсный электрический разряд является более прямолиней-

ным и, возможно, более эффективным средством накачки рентге-

новских лазеров для плазмы большего диаметра (масштаба милли-

метра). Ниже рассматриваются три типа таких разрядов, часть

из которых используется в настоящее время.

4.2.2а. Поперечный разряд. Поперечный разряд (или электрон-

ный пучок) успешно применялся для накачки эксимерных лазе-

ров в ближней ультрафиолетовой области спектра. Благодаря то-

му что электрический ток протекает перпендикулярно оси лазе-

ра, вложенная энергия имеет равномерное распределение и суще-

ствует дополнительная возможность увеличения длины лазерной

среды. Поперечный электрический разряд позволяет осуществить

режим бегущей волны накачки. Это было продемонстрировано с

помощью разрядников в линии Блюмлейна (рис. 22) для лазера

на молекулярном азоте и водороде в ВУФ-области на длине волны

1160А [59, 60] (

см.

п.

2.1.1.

гл. 3). Однако такой способ накачки

имеет ограничения по мощности, вложенной в среду, и поэтому

не представляет существенного интереса с точки зрения получе-

ния генерации в рентгеновском диапазоне.

4.2.26. Продольный z-пинч. При осевом z-пинчевом разряде в

плазму вкладывается большая доля запасенной энергии, чем при

поперечном разряде. Поэтому в плазме, образованной осевым

током, можно достичь более высоких температур, плотностей и

кратностей ионизации. Такой разряд может происходить через

газ или через проволочку (и) или фольгу. В целом геометрия такой

плазмы является подходящей для рентгеновских лазеров, причем

длина имеет размер порядка сантиметра, а диаметр — миллиме-

тра. Однако в'отличие от установок с поперечным разрядом в этой

схеме концы плазмы недоступны для реализации многопроходного

усиления с зеркалами.

Импульсные источники накачки, используемые для таких ζ-

пинчей, являются очень мощными. Электрическая мощность, вы-

деляющаяся при разряде, достигает 10

Вт [81]. Приложенное на-

пряжение и рабочий ток имеют масштабы мегавольт и мегаампер

(табл. 6). Длительность импульса разряда составляет 20-50 не, что

Рис. 22. Смеха установки с бегущей волной накачки для получе-

ния усиления на молекулярном азоте и водороде [60]. 1 — предва-

рительный масляный выключатель; 2 — плексиглас; S — дистилли-

рованная вода; 4 — напуск газа; 5 — алюминиевая пластина; 6 —

полиэтилен; 7 — к вакуумному насосу; 8 — электрод; 9 — газ; 10 —

диэлектрический переключатель; 11 — кабель.

больше, чем длительность лазерной накачки. Следовательно, такая

плазма более пригодна для реализации многопроходного усиления.

Параметры конкретных установок приводятся в табл. 6. Мощно-

сти этих установок обычно больше, чем мощности лазерной накач-

ки (см. табл. 5). Однако поскольку объем плазмы тоже больше, то

плотности мощности P/V являются сравнимыми.

Рентгеновский выход в Х-излучении при z-пинчевом разряде

может доходить до 10

Вт. Это означает, что суммарная эффек-

тивность преобразования достигает 10%. Для типичных объемов

0,1 см

это дает P/V

Вт/см

. Такое значение соответствует

генерации в области λ < ЮОА (см. табл. 4). Предполагается, что

эта мощность может запасаться в верхнем лазерном состоянии.

Для накачки рентгеновских лазеров могут применяться также

Глава 2

Таблица 6. Типичные параметры z-пинчевых установок, исполь-

зуемых для накачки рентгеновских лазеров*

Лабора-

тория

Назва-

ние уста-

новки

Мощность,

ТВт

/max

ΜΑ

Рентге-

новский

выход, КДж

Литера-

тура

Блэкджек V

10 4,6 50

[51]

Гэмбл II

1,5

4 [82]

Дабл Игл

3 15

[83]

Питон

[84]

Прото II 3

2,3 [85]

* Из табл. 1 работы [81].

Максвелловская лаборатория, Сан-Диего, США.

Военно-Морская лаборатория, США.

Физике-Интернэшнл, Сан-Леандро, США.

Сандиа Нэшнл Лаборатори, Альбукерк, США.

мощные электронные пучки (до 10 МА). Они используются для

облучения мишени в вакууме. Однако такой метод накачки полу-

чил меньшее распространение в исследованиях по рентгеновским

лазерам, чем z-пинч.

4·2.2β. Капиллярный разряд. Электрический разряд в капилля-

ре диаметром 1 мм или меньше также может использоваться для

накачки рентгеновских лазеров. Длительность импульса в боль-

шинстве приборов такого типа находится в диапазоне 100 не. Из-

за взаимодействия со стенками при таких временах температура

не превышает нескольких десятков электронвольт. Более высо-

кая температура 250 эВ зарегистрирована [86] при более корот-

ком (« 20 не) капиллярном разряде через тефлон. Рентгеновский

спектр водородоподобного фтора, полученный на этой установке

с помощью кристаллического спектрографа указывает на возмож-

ное наличие инверсии населенностей между возбужденными со-

стояниями (см. разд. 5.1). Однако характеристики используемой

пленки были неизвестны. Кроме того, при анализе спектра, полу-

ченного в этой работе, необходимо учитывать оптическую толщи-

ну линий.

5. Методы измерения коэффициента усиления

Определение наличия значительного усиления в конкретном экс-

перименте не всегда простая задача. При очень большом усиле-

нии или при использовании резонатора параметры качества луча,

Принципы

коротковолновых лазеров

такие,

как

яркость, расходимость, когерентность, спектральная

узость линии, являются очевидными. Однако

MP-области спек-

тра коэффициенты усиления имеют значения, близкие

порогу

их

регистрации,

резонаторы недостаточно эффективны. Поэтому

при заключении

наличии усиления

конкретном эксперименте

необходимо проявлять осмотрительность.

следующих разделах

описываются различные методы

для

определения низких

сред-

них значений коэффициентов усиления

по

измерениям интенсив-

ностей линий,

также условия

их

применимости.

5.1. Измерение инверсии

при

слабом усилении

Прежде

чем

проводить эксперименты

по

демонстрации усиле-

ния, часто измеряют плотность инверсной населенности. Наи-

более прямолинейным способом является определение отношения

/Ni.

Это

(вместе

известными статистическими весами) непо-

средственно дает коэффициент инверсии

F в

формуле (9). Допол-

нительные абсолютные измерения плотности населенности верхне-

го уровня

затем позволяют определить коэффициент усиления

по

формуле

(8).

Предполагается,

что

сечение вынужденного

излучения a

известно. Оно может быть определено через непо-

средственное измерение ширины линии

или из

каких-либо пред-

положений

механизме уширения (например, доплёровский,

с из-

вестной ионной температурой). Такая спектроскопическая про-

цедура позволяет определить коэффициент усиления

разрежен-

ной плазме,

где

резонансные линии являются оптически тонкими

и само усиление незначительно. Экстраполяция этих данных

область высоких плотностей вместе

детальным моделированием

может оказаться полезной

для

экспериментов

при

более высоких

плотностях

значительном усилении.

Для лазерных переходов между уровнями,

которых имеются

оптически тонкие переходы

основное состояние

(о),

отношение

интенсивностей резонансных линий I

o/ho дает прямое доказа-

тельство существования инверсии населенностей

при условии,

что

частоты (длины волн)

вероятности переходов

известны. Длины волн резонансных линий обычно близки, поэто-

му зависимость чувствительности спектрографа

от

длины волны

несущественна.

Этот метод иллюстрируется схемой уровней энергии

на

рис.

и спектрами

CV и СVI

(ионы

и С

) на

рис.

24.

Видны

ано-

_ ho A

hv\

Νι

ho A

(48)

Глава 2

п=2-

Рис. 23. Уровни энергий водоро-

доподобного иона с переходами из

возбужденных состояний, исполь-

зуемых для измерения инверсии

заселенностей.

малии интенсивностей, связанные с инверсией между уровнями

= 4,5 и щ = 3 [87]. Инверсная заселенность здесь обусловлена

рекомбинацией полностью ионизованного иона С

с образовани-

ем водородоподобного иона С

в возбужденных состояниях (см.

гл.

4, разд. 6 и 7). Было найдено, что N

gi/Nig

« 3,5, а коэф-

фициент инверсии составил F « 0,7. Экстраполяция абсолютных

измерений из ближней ультрафиолетовой области с использовани-

ем факторов ветвления (см. п. 6.6.2) дает для экспериментально

полученного коэффициента усиления величину G « 0,01 см"

Это значение относится к области с низкой плотностью в разлета-

ющейся лазерной плазме, его необходимо экстраполировать в более

плотную область вблизи мишени, где усиление существенно выше.

Аналогичные измерения были выполнены [67] на других ионах с

рекомбинационной накачкой (см. табл. 1 в гл. 4).

В некоторых представляющих интерес случаях, таких, как уси-

ление на Зр-Зв-переходах, рассмотренное в разд. 1 и 2 гл. 3, верхний

лазерный уровень является метастабильным в отношении распада

в основное состояние. В этом случае интенсивность 1

ио

в формуле

(48) заменяется на интенсивность лазерного перехода /

/ (вместе с

соответствующими параметрами). Отношение интенсивностей Зр-

3s-

и Зз-2р-переходов, которые лежат в разных диапазонах длин

волн, можно определить с помощью интенсивностей и факторов

ветвления 3d-3p- и Зс1-2р-переходов, которые лежат в тех же диа-

пазонах энергий, как показано на рис. 25.

5.2. Вариация длины усиления

Когда имеется значительное усиление с коэффициентом G > 1

—

2 см"

, наиболее простым, точным и убедительным доказатель-

ством наличия усиления служит экспоненциальная зависимость