Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Введение 8
1.1. Эффективность рентгеновских лазеров 8
1.2. Эффективность непрямого инициирования термоядерных микровзрывов 17
1.3. Положения, выносимые на защиту 26
1.4. Структура и объем диссертации 27
1.5. Апробация и публикация основных результатов 27
Глава 2. Влияние быстрого изменения локальных параметров и продольной неоднородности активной среды на действие рентгеновского лазера 30
2.1. Введение 30
2.2. Модель одномерного однопроходного переноса излучения при отсутствии поглощающих областей 31
2.3. Невозможность ослабления однопроходного лазерного излучения при увеличении длины продольно-однородной активной среды 43
2.4. Ослабление однопроходного лазерного излучения при увеличении длины активной среды с пространственным разделением основных усиливающих областей 47
2.5. Ослабление однопроходного лазерного излучения при увеличении длины активной среды с областями, ослабляющими излучение 60
2.6. Определение коэффициента усиления на центральной частоте лазерной линии по экспериментальным данным 68
2.7. Бегущая волна инверсии при создании активной среды одновременно по всей длине 75
Глава 3. Спонтанное излучение, испускаемое плазменным столбом в продольном направлении 79
3.1. Некоторые причины "ложного усиления" 79
3.2. Лазероподобный эффект в экспериментах на лазере "Вулкан" 85
3.3. Ослабление спонтанного излучения, испускаемого столбом лазерной плазмы в продольном направлении, при увеличении длины этого столба 92
Глава 4. Некоторые методы улучшения продольной структуры активных сред рентгеновских лазеров 97
4.1. Требования к продольной структуре активной среды рентгеновского лазера 97
4.2. Основные механизмы формирования инверсии в активных средах рентгеновских лазеров 105
4.3. Возможность положительного влияния радиационного охлаждения на крупномасштабную продольную .структуру активной среды на стадии се нагрева ПО
4.4. Возможность положительного влияния радиационного охлаждения на крупномасштабную продольную структуру активной среды рентгеновского лазера с рекомбинационной накачкой 120
4.5. Пример требований к дополнительному радиационному охлаждению, необходимому для улучшения продольной структуры удерживаемой магнитным полем активной среды рентгеновского лазера с рекомбинационной накачкой 129
4.6. Улучшение продольной структуры активной среды рентгеновского лазера с рекомбинационной накачкой за счет теплопроводности 131
4.7. Некоторые методы улучшения продольной структуры активных сред рентгеновских лазеров с продольной накачкой 133
4.8. Особенности структуры активных сред, формируемых из облаков кластеров 136
4.9. Улучшение продольной структуры активной среды рентгеновского лазера при использовании двух и более импульсов излучения накачки вследствие поперечного разлета 140
Глава 5. Некоторые методы замедления повреждения зеркал рентгеновских лазеров 147
Глава 6. "Быстрый поджиг" с использованием одного или нескольких конусов 156
6.1. Введение 156
6.2. "Быстрый поджиг" через конус ионами,
ускоренными лазерным излучением 159
6.2.1. Общие требования к ионам, бомбардирующим сжатое горючее 159
6.2.2. Характерные кинетические энергии ионов и интенсивность пучков ионов вблизи
их источников 163
6.2.3. Радиационные потери 166
6.2.4. Зарядовые состояния бомбардирующих ионов при ускорении и торможении в "горячем пятне" 170
6.2.5. Положение, размер и разлет пленки - источника ионов 174
6.3. "Быстрый поджиг" микровзрывом, инициируемым внутри конуса 182
6.4. Защитное действие конуса при прямом сжатии горючего 184
Глава 7. Непрямое инициирование термоядерных микровзрывов с использованием кластерных ионов 189
7.1. Необходимость достижения высокого удельного энерговклада в материал конвертора и возможность использования для этой цели кластерных ионов 189
7.2. Фотоионизация нерелятивистских кластеров тепловым излучением 191
7.3. Другие процессы ионизации 196
7.4. Характерные значения щ 198
7.5. Влияние бомбардирующих пучков на внешнюю оболочку мишени 202
7.6. Разрушение кластеров 205
7.7. Некоторые эффекты, связанные с электрическим зарядом пучков кластерных ионов 210
7.8. Перспективы использования кластеров и молекул для инициирования микровзрывов 213
7.9. Приложение 214
7.9.1. Эффект Доплера и ослабление теплового излучения кластерами 214
7.9.2. Облучение кластера на удалении от оси излучающего круга 221
7.9.3. Релятивистское описание движения границы облака положительных ионов, эжектированных с поверхности мишени 223
Глава 8. Инициирование микровзрыва удаленным микровзрывом 227
8.1. Инициирование нескольких удаленных микровзрывов удерживаемым в полости излучением микровзрыва 227
8.1.1. Инициирование микровзрывов микровзрывом как метод создания направленного плазменного потока 227
8.1.2. Энергетика процесса 231
8.2. Термоядерные нейтроны 242
8.3. Инициирование микровзрывов микровзрывами с использованием рентгеновских лазеров и высокоскоростных ударников 250
8.4. Инициирование термоядерных микровзрывов с использованием микровзрывов 263
Глава 9. Проблемы, связанные с практическим применением антивещества 265
9.1. Некоторые обсуждаемые области возможного практического применения антивещества и предложения по его хранению 265
9.2. Механизмы и некоторые методы предотвращения развития цепной реакции аннигиляции в ловушке, удерживающей антиводородный лед 280
9.3. Непрямое инициирование термоядерного микровзрыва при использовании реакции аннигиляции
в качестве основного источника энергии 292
9.4. Характерное число антипротонов, необходимое для "быстрого поджига" дейтерий-тритиевого горючего, легированного ураном 294
9.5. Максимально возможное отталкивание антиводородного льда от вещества продуктами аннигиляции 300
Глава 10. Заключение 309
Список литературы
- Эффективность непрямого инициирования термоядерных микровзрывов
- Невозможность ослабления однопроходного лазерного излучения при увеличении длины продольно-однородной активной среды
- Ослабление спонтанного излучения, испускаемого столбом лазерной плазмы в продольном направлении, при увеличении длины этого столба
- Улучшение продольной структуры активной среды рентгеновского лазера с рекомбинационной накачкой за счет теплопроводности
Введение к работе
Актуальность исследований в области эффективности рентгеновских лазеров обусловлена тем, что низкая эффективность существующих рентгеновских лазеров затрудняет их применение для диагностики плотной горячей плазмы, изучения структуры живых клеток и других важных прикладных исследований (основной параметр, описывающий эффективность рентгеновского лазера - отношение энергии рентгеновского лазерного импульса к энергии, затраченной на накачку лазера для генерации этого импульса). Эффективность существующих рентгеновских лазеров значительно ниже теоретически достижимых значений, что в основном обусловлено неконтролируемой крупномасштабной продольной неоднородностью активных сред, приводящей к рассогласованию усиления в областях с разными продольными координатами (так, лазеры с рекомбинационной накачкой по этой причине часто просто не действуют). Это является свидетельством актуальности представленных в диссертации исследований по разработке методик подавления нежелательной крупномасштабной продольной неоднородности активной среды.
Для повышения эффективности рентгеновского лазера каким-либо методом, в частности - за счет улучшения продольной структуры активной среды, желательно знать свойства уже созданных активных сред, прежде всего - максимальное значение и характерное время изменения коэффициента усиления и степень продольной неоднородности активной среды. Это свидетельствует об актуальности представленных в диссертации исследований в области диагностики рентгеновских лазеров, включающих в себя разработку методик определения коэффициента усиления на центральной частоте лазерной линии при учете быстрого изменения локальных параметров активной среды и обнаружения крупномасштабной продольной неоднородности активной среды.
Повышение эффективности рентгеновских лазеров с помощью зеркал бывает затруднено или даже невозможно вследствие быстрого повреждения зеркал, что особенно характерно для ситуаций, когда улучшение параметров лазера за счет увеличения длины активной среды невозможно вследствие жестких энергетических требований к накачке. Это свидетельствует об актуальности представленных в диссертации исследований по замедлению повреждения зеркал рентгеновских лазеров.
Актуальность исследований в области эффективности термоядерных мишеней обусловлена тем, что высокая эффективность инициирования микровзрывов принципиально необходима для их практического применения, например - для экономически целесообразного производства электроэнергии и разгона космических кораблей до скоростей в несколько десятков км/с и выше, а также желательна для их применения в научных
целях, например - для создания направленных плазменных потоков и накачки мощных лабораторных рентгеновских лазеров. Актуальность исследований в области непрямого инициирования и комбинации непрямого сжатия с «быстрым поджигом» обусловлена возможностью их использования для реализации ряда сценариев применения микровзрывов. Данные методы основаны на том, что энергия, доставляемая к термоядерной мишени фотонами, ионами или другими частицами, служит для генерации теплового рентгеновского излучения, которое вызывает абляцию внешних слоев капсулы с горючим и, тем самым, сжатие оставшейся части капсулы. При непрямом инициировании нагрев горючего в области зажигания термоядерной реакции вызывается сжатием, а при «быстром поджиге» - специальным воздействием, осуществляемым после сжатия.
Эффективность инициирования термоядерных микровзрывов характеризуется несколькими параметрами, отражающими свойства как самой мишени, так и драйвера, т. е. устройства для инициирования микровзрывов. Очень важное значение имеет отношение энерговыделения микровзрыва Ет к энергии Etarge,, доставленной к мишени для его инициирования.
Актуальность представленных в диссертации исследований в области «быстрого поджига» обусловлена тем, что данный подход может обеспечить уменьшение Elarge,, соответствующей фиксированному Ет , и смягчение требований на симметрию сжатия горючего. Актуальность представленных в диссертации исследований в области использования кластерных ионов для инициирования микровзрывов обусловлена тем, что их результаты позволят обеспечить высокое значение отношения EJEtarge, при производстве электроэнергии. Исследования по инициированию микровзрывов удаленными микровзрывами, также представленные в диссертации, актуальны в связи с их значением для создания направленных плазменных потоков для научных целей и, в перспективе, для преобразования энерговыделения микровзрывов в электроэнергию, особенно - магнитогидроди-намического, и разгона космических кораблей, а также для создания мощных лабораторных рентгеновских лазеров.
Цель диссертационной работы состояла в разработке новых методик повышения эффективности рентгеновских лазеров и диагностики их активных сред, оптимизации методик «быстрого поджига» ионами, ускоренными лазерным излучением, и применения кластерных ионов для инициирования термоядерных микровзрывов, а также в разработке новых высокоэффективных термоядерных мишеней непрямого инициирования.
Научная новизна. Впервые показана принципиальная возможность и найдены конкретные условия положительного влияния радиационного
охлаждения на продольную структуру активной среды рентгеновского лазера, разработаны методики использования дополнительного радиационного охлаждения для улучшения продольной структуры активных сред рентгеновских лазеров. Разработана методика определения коэффициента усиления рентгеновского лазера по экспериментальным данным с учетом его изменения за время движения фотонов вдоль активной среды. Впервые проведен теоретический анализ причин ослабления вынужденного и испускаемого в продольном направлении спонтанного излучения при увеличении длины активной среды рентгеновского лазера. Найдены причины «ложного усиления», обусловленные крупномасштабной продольной неоднородностью плазменных столбов большой, по сравнению с поперечными размерами, длины. Показана возможность как положительного, так и отрицательного влияния увеличения поперечного разлета активной среды рентгеновского лазера при использовании двух и более импульсов излучения накачки вместо одного на ее продольную структуру. Впервые показана возможность использования ускоренных лазерным излучением ионов элементов с атомными номерами, достигающими шести, для эффективного «быстрого поджига» дейтерий-тритиевых микровзрывов. Впервые проанализировано разрушение кластерных ионов на подлете к разогретой термоядерной мишени ее тепловым излучением и влияние этого эффекта на выбор состава и энергии кластерных ионов для бомбардировки мишени. Предложен новый подход к повышению эффективности управляемого термоядерного синтеза с инерциальным удержанием плазмы, заключающийся в инициировании одного или нескольких микровзрывов удаленным микровзрывом. Предложен нагрев конверторов термоядерных мишеней непрямого инициирования за счет реакции деления тяжелых ядер в результате аннигиляции антипротонов. Показана возможность развития цепной реакции аннигиляции в ловушке, удерживающей антиводородный лед, вследствие распыления антиводородного льда и материала ловушки, а также эффекта отдачи остаточных ядер. Предложены меры по предотвращению такой реакции.
Практическая ценность. Разработанные методики улучшения продольной структуры активных сред рентгеновских лазеров позволяют существенно повысить эффективность ряда рентгеновских лазеров, особенно - с рекомбинационной накачкой. Разработанные методики диагностики активных сред рентгеновских лазеров позволяют в ряде случаев значительно уточнить максимальное значение и характерное время изменения коэффициента усиления, а также выявить неблагоприятные особенности продольной структуры активной среды, снижающие эффективность лазера. Найдена возможность повышения эффективности «быстрого поджига» дейтерий-тритиевых микровзрывов ускоренными лазерным излучением ионами за счет увеличения атомного номера материала источника
этих ионов. Проведенный анализ фотоионизационного разрушения кластерных ионов на подлете к разогретой термоядерной мишени позволяет оптимизировать сценарии использования кластеров и молекул для инициирования микровзрывов, в частности, он показывает, что для бомбардировки мишени непрямого инициирования с изолированными конверторами наиболее эффективны содержащие атомы тяжелых элементов и водород кластерные и молекулярные ионы с энергиями порядка 10 МэВ/нуклон. Предложенные методики инициирования микровзрывов микровзрывом, удаленным на расстояние порядка 1 - 10 см, могут быть использованы для эффективного создания направленных плазменных потоков при магнито-гидродинамическом преобразовании термоядерного энерговыделения в электроэнергию и решении других практических задач, а также для создания мощных лабораторных рентгеновских лазеров. Результаты исследований в области развития реакции аннигиляции позволяют оценить работоспособность ряда предложений по практическому применению антивещества и, в случае создания антиводородного льда, будут иметь важное значение для обеспечения его безопасного хранения и эффективного использования для инициирования микровзрывов и других целей.
Защищаемые положения
Установление условий подавления продольной неоднородности активных сред рентгеновских лазеров радиационным охлаждением.
Доказательство малости радиационных потерь, связанных с попаданием греющих ионов в «горячее пятно», при «быстром поджиге» дейте-рий-тритиевого микровзрыва ускоренными лазерным излучением ионами элементов с атомными номерами Z< 6.
Доказательство оптимальности использования кластерных и молекулярных ионов, состоящих из тяжелых элементов и водорода, для бомбардировки термоядерных мишеней непрямого инициирования.
Разработка методики эффективного создания направленных плазменных потоков, заключающейся в нагреве рабочего тела группой удаленных друг от друга микровзрывов, происходящих в результате инициирования одного микровзрыва лазером или другим драйвером.
Апробация и публикация основных результатов
Основные результаты исследований, включенных в диссертацию, представлялись на:
Британо-Советском семинаре «Сегодня и завтра фотоионизации» (Ленинград, 1990),
Международном симпозиуме «Коротковолновые лазеры и их применение» (Самарканд, 1990),
15-й Международной конференции по процессам, связанным с рентгеновским излучением и внутренними электронными оболочками (Ноксвилл, США, 1990),
17-й Международной конференции по физике электронных и атомных столкновений (Брисбен, Австралия, 1991),
10-й Международной конференции по физике вакуумного ультрафиолетового излучения (Париж, Франция, 1992),
2-й Международной конференции по нуклон-антинуклонной физике (Москва, 1993),
Международной конференции «Коротковолновое излучение и его применения» (Звенигород, 1994),
Зимнем колледже по новым лазерным источникам (Триест, Италия, 1996),
5-й Международной конференции по рентгеновским лазерам (Лунд, Швеция, 1996),
17-й Международной конференции по процессам, связанным с рентгеновским излучением и внутренними электронными оболочками (Гамбург, Германия, 1996),
Семинаре Технического Комитета МАГАТЭ по физике и технологии мишеней и камер для получения энергии от синтеза с инерциальным удержанием (Мадрид, Испания, 2000),
2-м Техническом семинаре МАГАТЭ по физике и технологии мишеней и камер для получения энергии от синтеза с инерциальным удержанием (Сан-Диего, США, 2002),
Семинаре по взаимодействию комплексной плазмы со сверхсильным электромагнитным излучением (Москва, 2003), VII Забабахинских научных чтениях (Снежинск, 2003),
а также на семинарах в Физико-техническом институте им. А.Ф.Иоффе РАН, Институте общей физики им. А.М.Прохорова РАН, Санкт-Петербургском государственном техническом университете, ВНЦ «ГОИ им. С.И.Вавилова», компании Дженерал Атомикс (General Atomics, Сан-Диего, США) и Институте высокопроизводительных вычислений и баз данных. Эти результаты опубликованы в 35 работах, в том числе - в 23 статьях в ведущих отечественных научных журналах, 10 статьях в иностранных журналах и 2 статьях в Материалах международных конференций.
Структура її объем диссертации. Диссертация состоит из десяти глав (с учетом Введения и Заключения) и списка литературы. Объем
диссертации составляет 370 страниц, включая 31 рисунок, 10 таблиц и список литературы из 469 библиографических наименований.
Эффективность непрямого инициирования термоядерных микровзрывов
Приблизительно до первой половины 1990-х г.г. интерес к термоядерным микровзрывам был обусловлен в основном возможностью их использования для создания космических двигателей, позволяющих достичь скоростей в несколько десятков - сотен км/с и даже выше, и для производства электроэнергии - см., например, [95-105]. Необходимости срочного создания космических двигателей и электростанций, основанных на использовании термоядерных микровзрывов, пока не возникало. Проблемы производства электроэнергии в настоящее и ближайшее время могут быть более-менее успешно решены другими методами. По-видимому, космический корабль со скоростью в несколько десятков км/с, ускоряемый ядерными взрывами, мог быть создан еще в 1960-х г.г. - см. [96,101] и раздел 8.1.1. В ходе теоретических и экспериментальных исследований выяснилось, что для инициирования термоядерных микровзрывов в лабораторных условиях необходимы мощные и, как следствие, громоздкие и дорогие установки, строительство которых вплоть до самого последнего времени было нецелесообразно. Поэтому в качестве источника энергии в полномасштабных экспериментах по инициированию термоядерных микровзрывов использовались ядерные взрывы (при этом капсулы с горючим подвергались воздействию рентгеновского излучения, создаваемого взрывами) - см., например, [106-108].
Наиболее надежные и, возможно, лучшие с точки зрения практического применения термоядерной энергии сценарии инициирования микровзрывов основаны на нескольких идеях, успешно используемых в термоядерном оружии - см., например, [30,31,109,110]. Это, вплоть до нескольких последних лет, было фактором, сдерживающим открытое опубликование ряда конструкций термоядерных мишеней и, в некоторой степени, замедляющим развитие исследований в области физики термоядерных микровзрывов [109-111].
Политически, и, как следствие, экономически благоприятная ситуация для строительства установок, позволяющих осуществить инициирование термоядерных микровзрывов в лабораторных условиях, начала складываться в первой половине 1990-х г.г. и окончательно сформировалась в 1996 г., когда ряд стран, в том числе - Россия и США, подписал Договор о всеобъемлющем запрещении ядерных испытаний. Долгосрочное будущее этого Договора неясно. В частности, США отказались от его ратифицирования. Тем не менее, нарушение требований вышеупомянутого Договора странами, являющимися обладателями основных запасов ядерного оружия, оказалось пока нецелесообразным. Данная ситуация, по-видимому, сохранится в течение как минимум нескольких лет. Таким образом, вследствие подписания Договора о всеобъемлющем запрещении ядерных испытаний возникла необходимость контроля процесса старения ядерных арсеналов без проведения ядерных взрывов. Некоторые проблемы такого контроля могут быть решены при помощи термоядерных микровзрывов [110,112,113]. В 1997 г. США начали строительство лазерной установки NIF (National Ignition Facility), которая позволит инициировать термоядерные микровзрывы в лабораторных условиях [113,114]. Подобную установку LMJ (Laser Megajoule) планирует построить Франция (см., например, [НО]).
Очевидно, что информация, полученная в ходе экспериментов на NIF и LMJ, будет способствовать и прогрессу исследований в области гражданского использования термоядерных микровзрывов (см. также [115]).
Интересно отметить, что, согласно работе Э.Теллера [98], осуществимость планов использования термоядерных микровзрывов для создания космических двигателей выше, чем для производства электроэнергии ("... space propulsion is more feasible..."). Причины состоят в том, что космическая техника должна действовать в течение значительно меньшего времени, чем электростанция, и при создании космической техники допустимы в тысячи раз большие затраты, чем при создании техники для экономически выгодного производства электроэнергии на Земле [98]. Похожее утверждение ("... с точки зрения работоспособности лазера, "космические" условия проще, чем на термоядерной электростанции ...") сделано и в главе "Ядерный космический двигатель" книги Л.П.Феоктистова [116] (стр. 316).
Большинство обсуждаемых в последние годы сценариев практического использования термоядерных микровзрывов предусматривает высокосимметричное сферическое сжатие горючего - см., например, [117-128]. Эти сценарии предусматривают нагрев горючего как исключительно за счет сжатия, так и за счет специального воздействия на сжатое горючее [117-128] (см. также ниже). В первом случае требования к симметрии сжатия особенно велики. Необходимая симметрия сжатия может быть достигнута за счет использования метода, называемого "непрямым" или "косвенным" инициированием (вместо слова "инициирование" используются и другие термины, например - "зажигание" и "возбуждение") - см., например, [117-123]. Этот метод заключается в том, что энергия, доставляемая к термоядерной мишени фотонами, ионами или другими носителями, используется для генерации теплового рентгеновского излучения, которое вызывает абляцию внешних слоев капсулы с горючим и, тем самым, сжатие оставшейся части капсулы - см., например, [29-32,104-112,114-123,129-137]. Возможность достижения высокой симметрии сжатия при непрямом инициировании видна из того, что равновесное тепловое излучение изотропно.
Невозможность ослабления однопроходного лазерного излучения при увеличении длины продольно-однородной активной среды
При выполнении (37) и значениях v, близких к VQ, слагаемым (—1) в левой части (40) можно пренебречь. Поэтому в области частот, для которой \v-v0\ Av, (42) формула (40) является практически точной. При достаточно большом отклонении v от щ и левая, и правая части (40) стремятся к нулю, поэтому приближение (40) в этой спектральной области также можно считать точным. Интеграл по dv от правой части (40) равен [G(vQ,0)] -bAvexp[G(vo,0)]. Таким образом, получаем выражения вида (38) и (39) с заменой AVT на Av из (41) (Av может зависеть от «і): т А а2й, ;)[ ?(,„, 0)Р (43) "" = ІСКОР (М) Как видно из вывода (43), основной вклад в I(t\) вносит область частот шириной порядка Aveff. Формула (44) показывает, что при выполнении (37) условие (42) для этой области также выполнено.
Обозначим через N количество лазерных фотонов, попавших в детектор за все время существования активной среды. Из определения / следует, что N= I I(h)dtx. (45)
При использовании некоторых модельных зависимостей коэффициента усиления от времени (см. ниже) может быть более удобен другой метод вычисления N, состоящий в рассмотрении усиления спонтанного излучения от каждого участка активной среды в течении всего времени: оо N = j-A2i [ dx1 f dt S(t )N2(t , х ) f dvq(v, t\ x1) exp[G(i/, , x% (46) о о 0 где G(v,t ,x ) определяется выражением (10), величины і! и х полагаются независимыми. Очевидно, что формулы (12,46) применимы и в том случае, если условие (18) не выполняется.
Невозможность ослабления однопроходного лазерного излучения при увеличении длины продольно-однородной активной среды
В работах [16,82,183] приведены экспериментальные данные, демонстрирующие ослабление рентгеновского однопроходного лазерного излучения с A/as = 206.4 А при увеличении длины активной среды лазера на 3p(J = 2) - 3s(J = 1) переходах неоноподобных ионов селена (в самих работах [16,82,183] говорится о зависимости интенсивности лазерного излучения от L, однако из этих работ и других публикаций неясно, позволяло ли временное разрешение регистрирующей аппаратуры измерить интенсивность, например, зарегистрировать максимальное значение I; см. также раздел 2.6).
В случае, когда активная среда продольно-однородна, этот эффект невозможен. Увеличение длины такой среды эквивалентно добавлению к ней новой области, идентичной по локальным параметрам другим областям. Можно считать, что эта область добавляется со стороны, противоположной детектору (появление новой области со стороны детектора эквивалентно ее появлению с противоположной стороны и последующему переносу активной среды к детектору, что может только увеличить регистрируемый сигнал - см. рис. 1). Вклад новой области в I и N может быть, в крайнем случае, нулевым, но не отрицательным. Это следует из того, что единственный сопровождающий появление новой области процесс, который должен быть проанализирован как возможная причина ослабления регистрируемого сигнала -индуцированное испускание фотонов "старыми" областями под большими углами к продольной оси активной среды, т. е. мимо детектора - см. рис. 1,2.
Рассмотрим влияние излучения, испускаемого малой новой областью продольно-однородной активной среды, на вклад в регистрируемый сигнал от некоторой малой "старой" области А, которой соответствует продольная координата Хд х Хд + Ад (Ад много меньше наименьшего значения 1/а(щ)). Это влияние удобно представить как суперпозицию трех эффектов:
Добавление к активной среде новой области со стороны, противоположной детектору. 1 - новая область. Стрелки показывают направления вынужденного испускания фотонов "старыми" областями под воздействием потоков излучения, "затравочные" фотоны которых испущены новой областью. Сплошные стрелки соответствуют испусканию в сторону детектора, пунктирные - мимо детектора.
а) индуцированного испускания фотонов в области А под воздействи ем потока излучения, "затравочные" фотоны которого испущены но вой областью;
б) изменения индуцированного испускания фотонов в области А под воздействием потоков излучения, "затравочные" фотоны которых ис пущены областями 0 х ХА и Хд + А А Х L (здесь L обозначает длину "старой" активной среды); в) изменения условий прохождения излучения через область
Обозначим отношение скорости вынужденного испускания фотонов в любом направлении ионом области А при отсутствии новой области к А21 через f\fm , а вероятность того, что в результате этого процесса фотон будет испущен в сторону детектора - через pJd . В область А попадают фотоны, испущенные новой областью в некоторый телесный угол СІА Изменение скорости испускания фотонов областью А в сторону детектора вследствие эффекта "а" можно представить в виде с положительным постоянным множителем. Первое слагаемое в фигурных скобках описывает индуцированное испускание фотонов мимо детектора, произошедшее вместо спонтанного или вынужденного испускания в сторону детектора.
Ослабление спонтанного излучения, испускаемого столбом лазерной плазмы в продольном направлении, при увеличении длины этого столба
Данные, представленные в работах [211,212], не позволяют определить основную причину или причины лазероподобного эффекта. В связи с тем, что минимальная длина мишени составляла всего 0.23 см, могли быть существенны эффекты, связанные с продольным разлетом плазмы (см. [71,75,77,79] и ниже), особенностями системы регистрации излучения (см. [206,207]) и переносом излучения (см. [73]). Косвенным свидетельством важности эффектов такого рода является и соотношение (112). Данные из работы [63] по продольной структуре плазменных столбов, создававшихся на лазере "Вулкан" в других экспериментах, позволяют предположить, что могли также проявиться эффекты, связанные с крупномасштабной продольной неоднородностью потока излучения накачки (см. раздел 3.1).
Тот факт, что параметры а, описывающие непрерывный спектр, сопоставимы с а(Х = 11.1 нм) для Ihne (см. таблицы 1,2,4), показывает, что и а(Х = 11.1 нм) для Рте по крайней мере частично определяется лазероподобным эффектом.
Разница между параметрами а(\ = 11.1 нм) для линейчатого и непрерывного спектра может быть обусловлена усилением. Однако существуют причины, по которым лазероподобный эффект может быть более заметен в линейчатом спектре.
Рекомбинация происходит на сравнительно поздней стадии существования плазменного столба, когда его разлет во всех направлениях довольно велик. Одним из критериев важности продольного разлета является отношение его величины к длине мишени. Влияние "краевых" эффектов на перенос излучения отчасти определяется отношением поперечных размеров плазменного столба к его длине (см. также [205]). Таким образом, эффекты, связанные с охлаждением вследствие продольного разлета (см. [71,75,77,79]) и радиационных потерь (см. [73]), могут сильно повлиять на рекомбинационное излучение линейчатого спектра по "геометрическим" причинам.
Эффект Доплера, вызванный продольным разлетом плазменного столба, оказывает слабое влияние на регистрируемое излучение непрерывного спектра, тогда как доплеровское уширение линии может привести при малых значениях L к ее "маскировке" флуктуациями непрерывного спектра. В этом разделе представлены результаты, полученные в работе [76] автора данной диссертации.
В экспериментах, описанных в работе [196], увеличение L приводило к ослаблению некоторых линий испускаемого в продольном направлении спонтанного излучения. Активная среда создавалась при воздействии сфокусированного в линию потока излучения накачки на твердотельную мишень, изменение L проводилось за счет изменения Lt - см. [196] и рис. 9а. Увеличение длины продольно-однородного плазменного столба, происходящее без изменения его поперечной геометрии, не может привести к ослаблению испускаемого в продольном направлении спонтанного излучения по тем же самым причинам, вследствие которых оно не может привести к ослаблению вынужденного излучения - см. раздел 2.3. Методика изменения L в экспериментах, описанных в работе [196], соответствует тому, что обсуждаемый в данном разделе эффект был вызван ослаблением регистрируемого спонтанного излучения в области, длина которой увеличивалась при росте L - см. раздел 2.5. Это можно изобразить на рисунке типа рис. 10, на котором усиливающая область будет заменена на область, вносящую основной вклад в регистрируемое спонтанное излучение.
Ослабление испускаемого в продольном направлении спонтанного излучения при увеличении L может иметь место и в том случае, когда изменение L эквивалентно линейному преобразованию продольной координаты.
В качестве примера рассмотрим ситуацию, когда структура плазменного столба соответствует рис. 11. Используем те же обозначения, что и в разделе 3.1 при описании модели с поглощением в обеих показанных на рис. И областях, но предположим, что теперь для всех значений L изменение локальных параметров плазменного столба за время движения фотонов вдоль него несущественно. В таком случае зависимость N(L) приближенно определяется выражением N = const[l - exp(-/3iAcL)] ехр[-Д)(1 - K)L]. (113) Из (ИЗ) следует, что dN/dL 0 при выполнении условия Д)(1 - к) РтЦехрЦЗщЬ) - 1]. (114)
Если ослабление распространяющегося в направлении детектора излучения на участке 0 х х\ мало, т. е. (ЗікЬ С 1, условие (114) приобретает вид Д)(1 — к)Ь 1.
В некоторых случаях увеличение L{r и, соответственно, L, производится за счет сужения облучаемой области поверхности мишени. Так, в работе [191] сообщается об экспериментах, в которых ширина области фокусировки излучения накачки dj была приблизительно равна 100 и 150 мкм при L) равной 1.5 и 2.5 см, соответственно. При этом ширина мишени значительно превосходила d/, т. е. ширина активной среды определялась dj - см. [191]. В ситуациях такого рода увеличение L может привести к ослаблению испускаемого в продольном направлении спонтанного излучения даже если активная среда продольно-однородна, а ее сужение не усиливает рефракцию.
Улучшение продольной структуры активной среды рентгеновского лазера с рекомбинационной накачкой за счет теплопроводности
Первое опубликованное в общедоступной литературе предложение по созданию рентгеновских лазеров на Зр - 3s переходах многозарядных ионов, остальные электроны которых занимают уровни с главными квантовыми числами 1 и 2, было сделано в работе [234] (см. также [5]). Дальнейшие теоретические исследования показали, что для создания лазеров такого типа лучше всего использовать неоно-подобные ионы, что отчасти обусловлено их сравнительно высокой стабильностью в условиях неравновесной плазмы - см., например, [12,60,176,235]. Тем не менее, строгих доказательств принципиальной невозможности усиления рентгеновского излучения на Зр - 3s переходах ионов с меньшим числом электронов в литературе нет. Подчеркнем, что усиление излучения с длиной волны порядка 1000 А на Зр -3s переходах ионов, содержащих менее десяти электронов, наблюдалось экспериментально - см., например, [234,236,237]. В частности, на Зр - 3s переходах фтороподобного иона неона наблюдалось усиление излучения с пятью длинами волн в диапазоне 3319.84 - 3392.86 А [236] (см. также [237]).
Предположение о том, что отсутствие усиления рентгеновского излучения на Зр - 3s переходах фтороподобных ионов обусловлено продольной неоднородностью активной среды, основано на сравнительно сильной продольной неоднородности излучения, испускаемого фто-роподобными ионами в поперечном направлении (в эксперименте, послужившем основой для данного предположения, регистрировались линии, соответствующие 3d - 2р переходам фтороподобных и неоно-подобных ионов) [49]. Отметим также, что в работе [238] приведена зависимость интенсивности излучения на Зр - 2s и 3s - 2р переходах неоноподобных и Зр - 2s переходах фтороподобных ионов от времени. Спад интенсивности излучения фтороподобных ионов происходит быстрее [238], что показывает большую чувствительность потенциально возможного усиления на Зр - 3s переходах этих ионов к "случайной" продольной неоднородности активной среды. Это также показывает потенциальную возможность ситуаций, когда эффективное усиление на Зр - 3s переходах неоноподобных ионов происходит при продольно-однородном или почти продольно-однородном облучении мишени одновременно по всей длине, а для наблюдения усиления на Зр - 3s переходах фтороподобных ионов необходимо создание бегущей волны инверсии.
В первых экспериментах по созданию рентгеновских лазеров на Зр - 3s переходах неоноподобных ионов инверсия создавалась в основном вследствие столкновительного возбуждения неоноподобных ионов, находящихся в основном состоянии, и быстрого распада нижнего лазерного уровня (т. е. ls22s22p53s) за счет радиационного дипольного перехода в основное состояние - см., например, [1,6,7,12]. В работе [239] была показана возможность создания инверсии между Зр и 3s уровнями неоноподобных ионов и за счет преимущественного возбуждения неоноподобных ионов электронным ударом из основного состояния в состояние ls22s22j953p, для чего необходим достаточно быстрый нагрев плазмы. Данный механизм формирования инверсии также реализован - см., например, [14,224]. При этом для достижения значительного усиления требуется сравнительно малая энергия излучения накачки, что представляет большой интерес для создания так называемых "настольных", т. е. сравнительно малогабаритных, рентгеновских лазеров [14,224].
Отметим, что при сравнении эффективности рентгеновских лазеров разных типов иногда используется параметр, обозначаемый как дЬ/Ер или gL/E, где д - максимальный усредненный по пути фотонов коэффициент усиления на центральной частоте лазерной линии, а Ер или Е - энергия накачки, соответствующая генерации одного лазерного импульса - см., например, [12,14,33] (при этом в работе [14] учитывалось изменение коэффициента усиления за время t , т. е. через gL обозначалась величина, равная максимальному значению G(VQ,0) - см. (26)). У лазера на Зр - 3s переходах никельподобных ионов Ті, описанного в работе [14], дЬ/Ер « 1200, что приблизительно в 40 раз больше, чем у описанного в работе [240] лазера на тех же переходах, накачиваемого сравнительно длинными импульсами.
Неоноподобные ионы в возбужденных состояниях, в частности -ls22s22p53p и ls22s22p53s, возникают не только вследствие столкнови-тельных процессов.
Заметный вклад в заселение состояний ls22s22pb3p(J = 2) часто вносит диэлектронная рекомбинация - см., например, [241]. Предполагалось, что эксперимент можно специально организовать таким образом, что ее роль будет основной - см. [12], стр. 206-209. Отметим, однако, что высказанное в работе [182] предположение об основной роли диэлектронной рекомбинации в экспериментах, описанных в [6,7], в дальнейшем не подтвердилось [242].
Особо выделяются описанные в работе [240] эксперименты по уси лению излучения на Зр - 3s переходах неоноподобных ионов титана. В этих экспериментах за 7 не до основного импульса излучения накачки подавался предымпульс, интенсивность которого составляла 0.5 % от интенсивности основного импульса; в качестве мишени использовалась титановая пластина [240].
