Элтон Р. Рентгеновские лазеры

Подождите немного. Документ загружается.

Заключение. Применения и перспективы

291

Таблица 1. Характеристики некоторых механизмов накачки (из

гл.

3-5)

Число Квази- Зависи-

* с генcd я.-

Механизм Δη типов стацио- мость

тивность ~,.

ионов н арность

G(X

е-Возбуждение

Да

г-1,25

е-Рекомбинация

0,1

Нет

Да

А"

/н/-Возбуждение

Да Да

\-2

Перезарядка

Нет

Да

\ -4,25

и1

/^-Ионизация 0,1

Нет

А"

и в процессе работы используется лишь один тип иона. Преиму-

ществом этого метода создания инверсии обычно является низкая

оптическая плотность переходов с нижнего лазерного уровня, так

что размер усиливающей среды оказывается в разумных пределах:

диаметр — доли миллиметра, длина — порядка сантиметра. Не-

достаток метода заключается в том, что обычно для лазерного пе-

рехода Δη = 0, поэтому требуются высокие кратности ионизации

атомов с большим Ζ и большие энергии накачки. Кроме того, в

этом случае коэффициент усиления растет с уменьшением длины

волны слабо, так что трудно получить значительные коэффици-

енты усиления в диапазоне короче 100—15θΑ. Другим недостатком

является то, что этот метод требует относительно высокой элек-

тронной плотности, что может привести к рефракционным поте-

рям при проходе лазерного луча через усиливающую среду.

1.1.2. Стполкновитпельноя рекомбинация

Другим методом накачки, который также оказался очень успеш-

ным, является электронно-столкновительная рекомбинация. Здесь

требуются ионы двух последовательных кратностей ионизации од-

ного элемента, следовательно, в результате лазерного перехода и

распада нижнего уровня система не возвращается в начальное со-

стояние. Эта схема лучше работает при низкой ионной температу-

ре,

кроме того, для образования начального лазерного состояния

требуется либо высокая электронная температура, либо фотоио-

низация. Система может работать на переходах с Δη = 1 в ионах

с относительно низкой кратностью ионизации, требуя меньшей

энергии накачки, чем схема на переходах с Δη = 0, рассмотренная

выше. Наиболее успешным этот метод оказался для водородопо-

292

Глава 7

добных и литиеподобных ионов. Он позволяет легко продвинуть-

ся в коротковолновый диапазон, хотя для этого требуется резкое

уменьшение размеров усиливающей среды из-за большой оптиче-

ской плотности перехода, опустошающего нижний лазерный уро-

вень.

Диэлектронная рекомбинация не используется в качестве са-

мостоятельного средства накачки. Она является дополнительным

процессом, и ее необходимо учитывать при моделировании систе-

мы,

в которой у ионов в основном состоянии есть по крайней мере

один связанный электрон (т. е. ион не полностью ионизован).

1.1.3. Φ ото возбуждение

Два механизма накачки, рассмотренные выше, получили в насто-

ящее время экспериментальное подтверждение. Другим, более

сложным методом, который оказался менее успешным с точки зре-

ния эксперимента, является селективная фотонакачка. В этой

схеме требуется точное совпадение длин волн накачки и поглоща-

ющего перехода. Кроме того, горячая и плотная плазма источника

накачки должна располагаться вблизи разреженной и желательно

холодной (для максимального усиления) плазмы рентгеновского

лазера. В этом случае велика вероятность того, что за счет те-

плопроводности и перепада давлений лазерная среда будет пере-

грета, переионизована и даже серьезно деформирована. Как и

при электронно-столкновительной накачке, система возвращается

в начальное состояние после лазерного перехода и распада ниж-

него лазерного состояния, поэтому в целом метод позволяет осу-

ществить квазистационарный режим работы. Селективная фото-

накачка привлекательна с точки зрения высокой эффективности,

однако эффективность в целом определяется обеими плазмами и

радиационной связью между ними. Эта схема также может рабо-

тать на переходе с Δη = 1 и, следовательно, легко переносится в

коротковолновый диапазон.

1.1.4.

Перезарядка

Другим селективным механизмом накачки является резонансная

перезарядка. Этот атомный процесс имеет большое сечение и,

следовательно, может идти при пониженных плотностях. Одна-

ко реализация квазистационарного режима требует регенерации

нейтральных атомов — доноров и повторной ионизации лазерных

ионов. Еще более сложной проблемой в этой схеме является пре-

Заключение. Применения и перспективы

293

дохранение нейтральных доноров от предыонизации высокотемпе-

ратурной плазмой.

1.1.5.

Фотпоионизац ия

Для фотоионизационной накачки характерен самоограниченный

режим работы. В этом методе также не происходит регенера-

ции начального лазерного состояния, что не столь существенно

для коротких времен усиления. Более предпочтительной являет-

ся накачка с узкой полосой, позволяющая избежать чрезмерной

фотоионизации за верхний лазерный уровень. Чисто фотоиони-

зационная накачка пока еще не осуществлена экспериментально в

MP-диапазоне. Однако в настоящее время получена генерация в

ВУФ-области с помощью фотоионизации с последующими каска-

дами Оже.

1.2. Эффективность накачки

Эффективность накачки, которая определяется как отношение

полученного усиления GL к подводимой мощности Ρ (что экви-

валентно отношению коэффициента усиления G к мощности на

единицу длины Р/Ь), показана на рис. 1. В качестве приме-

ров лазеров с Δη = 0 приводятся лазеры на Зр-Зв-переходах

в Ne-подобных ионах и 4<1-4р-переходах в Ni-подобных ионах с

электронно-столкновительным возбуждением (см. разд. 2 гл. 3).

Примеры лазеров с Δη = 1 относятся к рекомбинационной накач-

ке (см. разд. 2 гл. 4). Подробности можно найти в литературе из

упомянутых разделов. Из рисунка видно, что если исходить из

указанного выше определения эффективности, то эксперименты

на ионах Se, Υ, Mo и Eu, выполненные в Ливерморской националь-

ной лаборатории им. Лоренса, имеют меньшую эффективность на-

качки, чем другие эксперименты, даже на тех же переходах. Это

может объясняться различиями в конкретных методах создания

плазмы и в используемых лазерах накачки. В этих экспериментах

наблюдались и другие аномалии (например, низкое усиление на

переходе 0 —• 1) (см. разд. 2 гл. 3).

1.3. Некоторые критерии для разработки новых схем

рентгеновских лазеров

Полезно перечислить некоторые требования, которые желатель-

но выполнить при разработке новых схем рентгеновских лазеров.

Они вытекают из предыдущего изложения. Ясно, что не все эти

294

Глава

401

гз

81*·

ν*

„ Водяное

ОКНО"

We-подобные

Δη

Си

XXII 0

XXV 0

XXX

ЕВ

Mo XXXIII 0

^-подобные

Ей

XXXV

подобные

•

Ц-

подобные

I ι ι

40 60 100 ZOO

Длина волны,

400 600

1000

Рис.

Эффективность накачки

различных экспериментах, рас-

смотренных

разд.

2 гл. 3 (Δη = 0) и 4 (Δη = 1).

Спектроско-

пический символ, обозначенный римскими цифрами,

на

единицу

превышает соответствующий заряд иона (например, спектр СиХХ

образуется ионом Си

19+

)

[1].

критерии могут быть реализованы

конкретной схеме. Они наме-

ренно

не

пронумерованы, чтобы

не

подразумевался определенный

приоритет того

или

иного критерия.

* Режим длинного импульса

резонатором:

- квазистационарный режим;

- накачка без режима бегущей волны;

- регенерация основного состояния.

* Верхний лазерный уровень стабилен относительно:

- столкновительного разрушения заселенности;

- автоионизации

оже-распада;

- фотоионизации лазерным излучением

или

источником

на-

качки.

* Нижний лазерный уровень имеет:

- эффективный канал распада (малый диаметр активной сре-

ды);,

- энергию относительно основного состояния, намного боль-

шую энергии лазерного перехода (уменьшает населенность).

* Низкая плотность активной среды

для

минимизации:

- столкновительного перемешивания населенностей;

Заключение. Применения и перспективы

295

рефракционных потерь.

Высокое усиление:

большая длина лазерной среды;

низкая ионная температура для уменьшения ширины ли-

нии.

Возможность продвижения в коротковолновый диапа-

зон (например, вдоль изоэлектронной последовательности),

точная и надежная теория.

Высокая эффективность:

низкая кратность ионизации;

эффективный способ накачки.

Приемлемость:

совместимость с существующей технологией;

компактность;

эффективность.

Прогноз характеристик рентгеновских лазеров

Прежде чем обсудить возможные применения рентгеновских ла-

зеров, полезно оценить их возможные практические параметры,

базируясь на сегодняшнем состоянии науки. Эти характеристики

приводятся в табл. 2 и обсуждаются в последующем изложении.

Эти оценки основаны на параметрах работающих в настоящий

момент лазеров. Не исключено, что появятся принципиально но-

вые системы с большей эффективностью. Устройства, находящи-

еся в стадиях разработки I и II (см. разд. 1.5 гл. 1), такие, как

гамма-лазер и лазер на свободных электронах, в таблице не учиты-

ваются. В настоящее время сложно прогнозировать их возможные

параметры.

2.1. Резонаторы

В представляющей в настоящий момент интерес области 10-ЮОА

будет применяться главным образом однопроходное или двухпро-

ходное усиление спонтанного излучения до тех пор, пока не по-

явятся эффективные резонаторы. Насыщение при однопроход-

ном усилении будет достигаться при GL > 14, т. е. exp(GL) > 10

(см.

п.

2.2.3.

гл. 2) [1]. Как двухпроходные, так и трехпроходные

схемы уже испытывались с короткими резонаторами и достаточно

длинмыми импульсами накачки (разд. 5.5 гл. 2).

296 Глава 7

Таблица 2. Прогноз параметров рентгеновских лазеров

Параметр

В настоящем

В будущем

Резонатор

УСИ

Резонатор

с потерями

Длина волны, А

50-200

5-25

Усиливающая среда Плазма

Плазма

Размеры

длина, см 1-5 10

ширина, мкм 200

Расходимость луча, мрад

Выходная мощность, МВт

1-10

100

Эффективность

10"

- ιο~

Длительность импульса, не

0,1-1

0,001-10

Ширина линии [ΔΛ/Λ]

ΙΟ"

8·ΙΟ"

Яркость"

зо

зз

Пространственная

когерентность

поперечная, мкм

100

500

продольная, мкм 30 120

временная

когерентность, пс 1 4

* В единицах фотон/с · см

· ср в полосе A\

i/X

i = 10

Для расстояния L = 1 м.

2.2.

Длина водны

В ближайшем будущем длины волн \

i рентгеновских лазеров пе-

рекроют диапазон от 25 до ЮООА, причем область 25—200А явля-

ется наиболее интересной с точки зрения приложений.

2.3.

Усиливающая среда

Рабочей средой рентгеновских лазеров в большинстве случаев бу-

дет высокоионизованная плазма многозарядных ионов элементов

со средним Ζ, прозрачная для MP-излучения. Для реализации

квазистационарного режима, вероятно, будут использоваться пе-

реходы между возбужденными состояниями.

Заключение. Применения и перспективы

297

Рис.

2. Схема усилителя спонтанного излучения.

2.4. Размеры

Активная среда, по-видимому, будет иметь длину L порядка 1-

10 см, диаметр d = 0,1

—

1 мм и аспектное отношение « 100 : 1

(рис.

2). Аспектное отношение можно специально увеличить, что-

бы улучшить поперечную пространственную когерентность (см.

далее).

2.5.

Расходимость луча

Геометрическая расходимость пучка ф, соответствующая разме-

рам

L—lcMwd—

100 мкм, составляет

Для расстояния L

= 1 м это соответствует размеру пучка Ό »

фЬ

= 1 сми освещаемой площади порядка 1 см

. При наличии

заднего зеркала Μ на расстоянии L

, величина L в формуле (1)

заменяется на L

. Тогда расходимость существенно уменьшается

при втором проходе, когда он разрешен по времени [2]. При одно-

проходном усилении расходимость пучка, вероятно, может быть

уменьшена до 3 мрад, т. е. размер d уменьшается от 100 до 30 мкм.

2.6.

Выходная мощность

В ближайшем будущем станут легко доступны мощности накач-

ки порядка тераватт. Для лазерной накачки это соответствует

энергиям 1, 10, 100 и 1000 Дж за 1, 10, 100 пс и 1 не соответствен-

но.

С учетом эффективности преобразования накачки/в излуче-

ние рентгеновского лазера ~ 10"

выходная мощность Доставляет

1-10 МВт. При лучшей эффективности преобразования можно

надеяться, что она возрастет до 100 МВт. Использование заднего

зеркала с типичными для сегодняшнего дня параметрами может

увеличить суммарный выход в два раза [2, 3].

= у « 10 мрад

(1)

298

Глава 7

2.7. Длительность импульса

Длительность импульса будет, вероятно, находиться в диапазоне

от пико- до наносекунд. Пикосекундные длительности характер-

ны для самоограниченных лазеров в режиме УСИ или с бегущей

волной накачки, наносекундные — для многопроходных резона-

торов.

2.8. Ширина линии

Можно предполагать, что при значительном усилении ширина ли-

нии AX

i/X

i составит <8 · Ю

-5

[предполагается, что доплеров-

ская ширина линий в плазме составляет 3 · Ю

-4

(см. гл. 3-5)].

Уменьшить ширину линии можно либо за счет охлаждения, либо

за счет эффекта насыщения. Однако ширины, порядка естествен-

ных (ДА

//А

/ « 10~*

для ЮОА), достигнуты не будут.

2.9. Когерентность

2.9.1.

Поперечная пространственная когерентность

Поперечная пространственная когерентность лазерного луча не-

обходима в некоторых приложениях, таких, как голография, и

желательна в других, в которых требуется малый размер фокаль-

ной области. Размер области когерентности D

h на расстоянии L

от источника с шириной d (рис. 2) определяется из элементарной

теории дифракции

Следовательно, лазер с длиной волны А„/ = ЮОА и выходной апер-

турой d = 100 мкм будет когерентно освещать объект с размерами

Dcoh = 100 мкм на расстоянии L

= 1 м [или объект с размером

1 мм на расстоянии L

= 10 м, которое типично для синхротрон-

ных источников (см. далее)]. Такой когерентный источник пред-

ставляет интерес для микроскопии биологических объектов (см.

Однако с точки зрения интенсивности эти величины не произ-

водят впечатления. Например, отношение площади когерентного

освещения к полной площади определяется величиной

на основании формул (1) и (2). Для L

= 1 м это дает

10~"

Обрат-

ная величина указывает на то, что освещенная область состоит

(2)

п. 4.4.1).

(3)

Заключение. Применения и перспективы

299

из 10

отдельных когерентных участков, называемых на лазер-

ном жаргоне «поперечными модами». Следовательно, мощность,

заключенная в одной моде такого лазера, составляла бы только

« 100

—

1000 Вт (см. разд. 2.6). Это также означает, что попе-

речная когерентность ограничивается размерами порядка 1/100

диаметра луча.

Мощность, приходящаяся на одну моду, может быть значи-

тельно увеличена уменьшением диаметра источника — методом,

известным в технике мощных инфракрасных лазеров. Как видно

из формулы (3), отношение мощности, заключенной в одной мо-

де,

к суммарной мощности обратно пропорционально четвертой

степени диаметра источника для заданной длины лазера и длины

волны. Оно не зависит от расстояния наблюдения L

. Уменьшение

d от 100 до 30 мкм, например, с помощью заднего зеркала [4] уве-

личивает мощность одной моды в 120 раз до вполне приемлемого

уровня 10-100 Вт. Это также увеличивает размер области коге-

рентного освещения до D

h = 300 мкм на расстоянии L

= 1 м,

т. е. более 10000 длин волн. Это позволяет получать голограммы с

размерами до миллиметра [5].

Дальнейшие возможности по получению высокой яркости, од-

номодовости и высокой пространственной когерентности описаны

в работе [б] и показаны на рис. 3. Здесь луч рентгеновского лазера

фокусируется вогнутым зеркалом на пространственный фильтр

для улучшения качества пучка. (Этот метод также заимствован

из области длинноволновых лазеров.) После пространственного

фильтра луч преобразуется в параллельный пучок и направляется

во второй усилитель с помощью вогнутого зеркала. В этой схе-

ме даже после двух отражений интенсивность полезного сигна-

ла доминирует над спонтанным излучением на входе усилителя.

Эта система для получения когерентного пучка большой мощно-

сти также работает по принципу задающий генератор — усили-

тель мощности (ЗГУМ). Генератор и усилитель состоят из одного

материала и усиливают одну и ту же длину волны. Дальнейшее

улучшение этой схемы связано с включением заднего зеркала, как

было описано ранее.

2.9.2. Продольная пространственная когерентность

Длина продольной пространственной когерентности задается вы-

ражением

= 30 мкм

(4)

300

Глава

25 мкм

1 МВТ

Рис.

3. Возможная схема преобразования излучения генератора с

плохой расходимостью в полностью когерентный пучок [6].

для лазера с длиной волны 100А и ДА

//А

/ = 3 ·

10""

Эта величи-

на является разумной для получения изображений биологических

объектов с толщиной > 1 мкм. Длину пространственной когерент-

ности можно увеличить примерно в 4 раза путем сужения линии,

как рассматривалось выше.

2.9.3.

Временная когерентность

Время когерентности для усиленного спонтанного излучения при-

мерно равно обратной спектральной ширине линии, т. е.

В настоящее время это эквивалентно 30000 колебаниям или 1 пико-

секунде. При дополнительном сужении линии для лазера с длиной

волны ЮОА можно будет получить времена когерентности 4 пс.

3· Сравнение с другими источниками

рентгеновского излучения

Для многих приложений, рассмотренных далее, кроме рентгенов-

ских лазеров могут использоваться другие источники как с точ-

ки зрения непосредственного применения, так и для предвари-

тельных исследований. Поэтому полезно коротко остановиться

на альтернативных источниках, таких, как стандартная рентге-

новская трубка, накопительные кольца электронов/синхротроны,

пучки релятивистских электронов и лазерная плазма, и сравнить