Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Оценка величины средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы модифицированным методом фильтров 16
1.1. Модифицированный метод фильтров оценки средней энергии горячих электронов лазерной плазмы 18
1.2. Детекторы рентгеновского излучения на основе ФЭУ-119 со сцинтилятором NaI(Tl) и кремниевого лавинного фотодиода 20
1.3. Методика подбора фильтров, обеспечивающая наилучшую точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров 28
1.4. Экспериментальная установка для оценки средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров 33
1.5. Определение величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров с использованием рентгеновских детекторов с различной спектральной чувствительностью 36
1.6. Влияние контраста и поляризации фемтосекундных лазерных импульсов на эффективность генерации и величину средней энергии горячих электронов лазерной плазмы 43
Основные результаты главы 1 49
ГЛАВА 2. Возбуждение низкоэнергетических ядерных состояний квазирезонансными рентгеновскими линиями атомов и ионов плазмы фемтосекундного лазерного импульса 52
2.1. Фотовозбуждение низкоэнергетических ядерных состояний линейчатым рентгеновским излучением 54
2.2. Кинетика генерации рентгеновских линий при взаимодействии мощного фемтосекундного лазерного импульса с твердотельной мишенью 57
2.3. Обоснование возможности эффективного возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний резонансным линейчатым излучением ионов лазерной плазмы 70
2.4. Описание методики расчета ионизационного состава стационарной лазерной плазмы 75
2.5. Расчет населенностей возбужденных состояний ионов в стационарной плазме алюминия 80
2.6. Расчет ионизационного состава стационарной плазмы алюминия 83
2.7. Влияние горячего электронного компонента на населенности возбужденных состояний ионов и ионизационный состав лазерной плазмы 8 7
2.8. Возбуждение ядра 201Hg8o квазирезонансным Кос-излучением иона алюминия А1*9 93
Основные результаты главы 2 96
ГЛАВА 3. Конверсионный распад возбужденных ядерных состояний при расширении горячей лазерной плазмы 98
3.1. Внутренняя электронная конверсия (ВЭК) в нейтральных атомах и ионах 99
3.2. Внутренняя электронная конверсия в расширяющейся высокоионизованной горячей лазерной плазме 105
3.3. Методика регистрации энергетических и зарядовых спектров частиц лазерной плазмы 111
3.4. Механизмы образования отрицательных ионов высоких энергий при расширении горячей лазерной плазмы в окружающий газ 115
Основные результаты главы 3 124
Заключение 126
Приложение. Ударные и радиационные процессы в лазерной плазме 130
Благодарности 140
Список литературы 141
- Детекторы рентгеновского излучения на основе ФЭУ-119 со сцинтилятором NaI(Tl) и кремниевого лавинного фотодиода
- Определение величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров с использованием рентгеновских детекторов с различной спектральной чувствительностью
- Обоснование возможности эффективного возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний резонансным линейчатым излучением ионов лазерной плазмы
- Внутренняя электронная конверсия в расширяющейся высокоионизованной горячей лазерной плазме
Введение к работе
Актуальность темы
Создание в конце 20-го века фемтосекундных лазерных систем настольного типа, способных генерировать световые импульсы длительностью 10-1000 фс (1 фс = 10'15 с) с энергией до 1 Дж, позволило при острой фокусировке лазерного излучения получить в лабораторных условиях интенсивности светового поля вплоть до /~10'6-1021 Вт/см2 [1, 2, 3, 4, 5]. Столь интенсивное излучение характеризуется сверхсильной напряженностью электромагнитного поля, превышающей внутриатомное кулоновское поле в атоме водорода ~109 В/см. Взаимодействие такого излучения с веществом протекает в режимах, принципиально отличных от случаев, в которых используются лазерные импульсы более низких интенсивностей. В частности, изучение плазмы, сформированной при облучении различного рода мишеней мощными фемтосекундными лазерными импульсами, стимулировало проведение исследований в таких областях науки и техники как физика высокотемпературной лазерной плазмы и лазерного термоядерного синтеза; создание новых типов источников сверхкороткой длительности, излучающих в ВУФ и рентгеновском диапазонах спектра; использование лазерной плазмы для инициирования ядерных реакций и т.п. [6, 7, 8, 9,10, 11].
Плазма, создаваемая на поверхности твердотельной мишени высококонтрастным фемтосекундным лазерным импульсом (плазма ФЛИ), обладает рядом уникальных характеристик [9, 10]. Так, за время действия лазерного импульса —10-100 фс образовавшаяся плазма со средним зарядом Z~10 не успевает разлететься и сохраняет плотность близкую к твердотельной при температуре тепловых электронов Ге~0.1-1 кэВ. Одновременно с этим, благодаря таким механизмам как вакуумный нагрев, аномальный скин-эффект, резонансное поглощение и др., в лазерной плазме формируется горячий электронный компонент с характерными энергиями -1-100 кэВ в зависимости от интенсивности лазерного излучения [10]. Так в случае умеренных интенсивностей /~1016 Вт/см2 средняя энергия горячих электронов в плазме составляет величину порядка 5-Ю кэВ, а коэффициент преобразования энергии лазерного импульса в энергию горячих электронов величину ~1% [12, 13, 14]. Время жизни приповерхностной лазерной плазмы ФЛИ определяется характерным временем остывания электронов, зависящем как от скорости ее расширения в вакуум (~0.1 нм/фс при Ге~100 эВ), так и от скорости распространения тепловой волны вглубь мишени (~1
нм/фс), и составляет величины —1-10 пс [9]. При этом в процессе расширения лазерной плазмы в вакуум высокозарядные ионы приобретают энергии -Z^-l-lO кэВ [9, 15].
Лазерная плазма, сформированная при взаимодействии сверхсильного светового поля с веществом, является источником частиц (электронов и ионов) с энергиями вплоть до МэВ (при />1019 Вт/см2) и представляет интерес как в качестве источника корпускулярного излучения высоких энергий [10, 13, 15, 16, 17], так и в качестве объекта, в котором могут быть инициированы ядерные реакции различного типа [6, 11, 18, 19, 20, 21, 22, 23, 24]. Следует отметить, что, благодаря присутствию высокой доли горячих электронов, ядерные реакции с порогом до нескольких десятков кэВ наблюдаются в приповерхностной твердотельной плазме ФЛИ и при умеренных интенсивностях /~1016-1017 Вт/см2 [11, 14, 25, 26, 27, 28]. Среди множества таких реакций особо следует выделить процессы, связанные с осуществлением низкоэнергетических ядерных переходов с энергиями 1-20 кэВ, представляющие интерес для решения таких задач как создание инверсии населенностей в ядрах, инициирование распада высоковозбужденных метастабильных ядерных состояний, разделение изотопов и др. [11,22].
Следует отметить, что за последние 20 лет, в основном российскими учеными, была создана достаточно развитая теория процессов возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в лазерной плазме. Основными каналами возбуждения таких состояний в плазме считаются возбуждение при неупругом рассеянии электронов плазмы на ядрах [29, 30], обратная внутренняя электронная конверсия [31, 32], возбуждение при переходах между электронными оболочками в атомах [33, 34] и фотовозбуждение собственным рентгеновским излучением лазерной плазмы [22, 35, 36], причем, как показывают теоретические оценки, именно последний из этих каналов и обладает максимальной эффективностью [И, 22, 26]. Оказывается, что эффективность возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в лазерной плазме во многом определяется характеристиками ядерного перехода и характерными энергиями взаимодействующих частиц. При этом для успешного возбуждения ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ необходимо создание плазмы с высоким содержанием электронов соответствующих энергий. Таким образом, появление в конце 80-х годов 20-го века фемтосекундных лазерных систем, способных создавать плазму ФЛИ с высоким содержанием горячих электронов с энергиями вплоть до релятивистских, привело к возможности проведения подобных исследований на качественно новом уровне.
На сегодняшний день существует несколько экспериментальных работ, в которых сообщается об успешном возбуждении низкоэнергетических ядерных состояний с использованием тормозного и рекомбинационного излучения лазерной плазмы [14,25, 26]. С другой стороны известно, что спектральная яркость линейчатого рентгеновского излучения может на несколько порядков превышать яркость тормозного излучения лазерной плазмы [37,38, 39, 40]. Идея использования атомарных рентгеновских линий для возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний была предложена в работах [41, 42, 43], однако, вопросы об эффективности такого процесса до сих пор детально не изучались. Анализ показывает, что обеспечение точного резонанса между рентгеновской линией и ядерным переходом оказывается, как правило, невозможным, что существенно ограничивает возможности данной схемы возбуждения ядер. Однако, известно, что при ионизации вещества энергия квантов рентгеновских линий увеличивается. В диссертационной работе предлагается, управляя кратностью ионизации лазерной плазмы, осуществлять подстройку энергии квантов рентгеновской линии в точный резонанс с ядерным переходом. Таким образом, использование квазирезонансного линейчатого рентгеновского излучения ионов лазерной плазмы может существенно повысить эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний [44].
Регистрация ядер, возбужденных в горячей плазме ФЛИ, осуществляется путем детектирования продуктов распада возбужденных состояний, основными каналами которого являются гамма-распад и внутренняя электронная конверсия (ВЭК). При этом процесс ВЭК, суть которого состоит в передаче энергии возбуждения ядра одному из электронов, находящихся в составе атома, с последующей его ионизацией, в случае низкоэнергетических ядерных переходов оказывается более вероятным, чем радиационный распад. Ряд теоретических и экспериментальных исследований показывает, что вероятность конверсионного распада во многом определяется кратностью ионизации ионов и может быть уменьшена до нуля в случае удаления из состава атома электронов, энергия связи которых не превышает энергию возбуждения ядра [45, 46]. На сегодняшний день подобные явления наблюдаются в экспериментах, проводимых на различного рода ускорителях, однако, как показывают расчеты, выполненные в рамках диссертационной работы, горячая. плазма ФЛИ, обладая высокой кратностью ионизации, также может быть использована для наблюдения эффекта запрета ВЭК в ионах [47,48].
Конверсионный распад возбужденных ядерных состояний сопровождается испусканием электронов, с энергиями равными разнице энергии ядерного перехода и энергии связи электрона в ионе, и может быть зарегистрирован с помощью анализаторов заряженных частиц с высоким энергетическим разрешением. Исследования показывают, что в условиях горячей плазмы ФЛИ часть ионов расширяющегося плазменного облака превращается в отрицательные ионы высоких энергий [15]. Учитывая, что анализаторы заряженных частиц, как правило, регистрируют частицы с фиксированным знаком заряда, оказывается возможной ситуация, в которой наличие высокого тока отрицательных ионов плазмы приведет к невозможности детектирования одиночных конверсионных электронов, соответствующих распаду возбужденных в лазерной плазме ядер. По этой причине часть диссертационной работы посвящена изучению механизмов и возможности контроля процессов формирования отрицательных ионов высоких энергий при расширении горячей плазмы ФЛИ в остаточном газе.
Как видно из вышесказанного, особое влияние на эффективность возбуждения и распада низкоэнергетических ядерных состояний в плазме ФЛИ оказывает кинетика зарядового состава плазмы. Для определения условий, в которых наблюдается наиболее эффективное фотовозбуждение ядер квазирезонансным линейчатым излучением ионов плазмы или подавление ВЭК, необходимо производить расчеты зарядового состава плазмы в зависимости от ее температуры и плотности. Для решения данной задачи в рамках диссертационной работы предложена оригинальная методика расчета зарядового состава лазерной плазмы с учетом переходов между возбужденными состояниями ионов.
Следует отметить, что наличие высокой доли горячих электронов в плазме ФЛИ оказывает влияние, как на зарядовый состав лазерной плазмы, так и на эффективность генерации жесткого рентгеновского излучения плазмы, тем самым, определяя эффективность фотовозбуждения ядер. Так, например, испытывая неупругое рассеяние на ионах плазмы и атомах мишени, горячие электроны излучают непрерывный спектр тормозного рентгеновского излучения с характерными энергиями квантов порядка средней энергии горячих электронов и длительностью, определяемой временем пролета электронов в мишени -1-10 пс [10, 12]. Одновременно с этим, сталкиваясь с атомами и ионами мишени, горячие электроны могут привести к ударной ионизации внутренних оболочек атомов и ионов, заполнение которых сопровождается испусканием линейчатого рентгеновского излучения. Современные эксперименты показывают, что в
зависимости от атомного состава и толщины мишени при использовании фемтосекундных лазерных импульсов с энергией ~1 Дж и интенсивностью свыше 1016 Вт/см2 возможно получение линейчатого рентгеновского излучения субпикосекундной длительности со светимостью до 1012 квантов за выстрел [37, 38, 39, 40], что делает сегодня плазму ФЛИ одним из наиболее ярких источников характеристического рентгеновского излучения. Таким образом, максимальная эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний может быть достигнута при использовании линейчатого рентгеновского излучения ионов плазмы ФЛИ, сгенерированного при ионизации внутренних оболочек ионов горячими электронами плазмы. В связи с этим в диссертационной работе был выполнен ряд расчетов определяющих параметры горячего электронного компонента лазерной плазмы, взаимодействие которого с атомами и ионами мишени приводит к наиболее эффективному высвечиванию рентгеновских линий различных серий.
Одним из основных направлений экспериментальных исследований физики плазмы ФЛИ является оптимизация ее характеристик (температура, зарядовый состав, поток ионов или рентгеновского излучения в заданном диапазоне энергетического спектра и т.п.) путем варьирования параметров лазерного излучения и характеристик мишени. В связи с этим определяющую роль при проведении экспериментов играет вопрос диагностики и контроля параметров плазмы. При этом в контексте проблемы возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в плазме ФЛИ, наибольший интерес вызывает изучение характеристик горячего электронного компонента и жесткого рентгеновского излучения плазмы. Особое внимание при этом уделяется измерению параметров энергетического спектра горячих электронов и их содержания в плазме. Так, например, разработанный авторами работ [12, 14, 49] модифицированный метод фильтров позволяет по одновременному измерению выхода жесткого тормозного рентгеновского излучения лазерной плазмы в различные спектральные диапазоны произвести оценку величины средней энергии горячих электронов в каждом лазерном выстреле. Исследования, проведенные в диссертационной работе, позволили определить влияние спектральных диапазонов, в которых проводятся измерения рентгеновского излучения, и характеристик детекторов на точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, выполненных в соответствии с данной методикой.
Таким образом, актуальность работы определяется рядом обстоятельств. Во-первых, проведение современных экспериментов по взаимодействию сверхсильного
фемтосекундного лазерного излучения с веществом требует разработки достаточно точных методов контроля и диагностики параметров плазмы (в частности горячего электронного компонента) в каждом лазерном выстреле. Во-вторых, возможность управления кратностью ионизации плазмы ФЛИ позволяет контролировать энергию квантов наиболее ярких рентгеновских линий ионов, что может быть использовано для эффективного фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы. В-третьих, высокая кратность ионизации плазмы ФЛИ делает возможным ее использование для наблюдения эффектов запрета конверсионного канала распада низкоэнергетических ядерных состояний.
Цели диссертационной работы
Основными целями диссертационной работы явились:
Оценка точности экспериментальной методики определения в каждом лазерном импульсе величины средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы модифицированным методом фильтров с учетом характеристик детекторов рентгеновского излучения. Разработка методики подбора фильтров, обеспечивающих наивысшую точность оценок в широком диапазоне интенсивностей лазерного излучения.
Обоснование возможности увеличения эффективности фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ при использовании квазирезонансного линейчатого рентгеновского излучения атомов мишени и ионов твердотельной лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2.
Исследование влияния кинетики зарядового состояния расширяющейся горячей лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2, на вероятность и эффективность регистрации конверсионного распада возбужденных ядерных состояний.
Научная новизна
1. Предложен метод увеличения эффективности фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы за счет подстройки энергии рентгеновских линий ионов в точный резонанс с энергией ядерного перехода посредством управления кратностью ионизации лазерной плазмы. Показано, что эффективность фотовозбуждения
низкоэнергетического ядерного состояния в ядре Hgso с энергией 1561 эВ существенно увеличивается при использовании резонансного Ка-излучения иона АҐ9, генерируемого при облучении алюминиевой мишени фемтосекундными лазерными импульсами.
В результате численного моделирования установлено, что стационарное распределение населенностей возбужденных состояний ионов в твердотельной плазме достигается на временах, сравнимых с длительностью фемтосекундного лазерного импульса, причем значение «температуры» этого распределения определяется концентрацией и температурой тепловых электронов плазмы. Показано, что наличие горячего электронного компонента, доля которого в лазерной плазме при интенсивностях 101б-1017 Вт/см2 не превышает единиц процентов, не оказывает существенного влияния на ее зарядовый состав, однако, может привести к увеличению доли ионов, находящихся в высоковозбужденных состояниях.
Предложено использовать плазму фемтосекундного лазерного импульса для подавления конверсионного канала распада ядерных состояний в условиях высокой кратности ионизации лазерной плазмы. На примере первого возбужденного состояния ядра Hgso с энергией 1561 эВ показано, что горячая твердотельная плазма ртути, сформированная фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2, обеспечивает кратности ионизации ионов ртути Z~26-35 достаточные для подавления внутренней электронной конверсии более чем в 2 раза. При этом эффект «заморозки» ионизационного состояния расширяющейся в вакуум горячей лазерной плазмы ртути сохраняет запрет на ВЭК на временах, сравнимых с периодом полураспада возбужденного ядерного состояния в нейтральном атоме -1-10 не.
Показано, что отрицательные ионы водорода с энергиями до 35 кэВ, наблюдаемые в экспериментах по взаимодействию фемтосекундного лазерного излучения с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2 с твердотельными мишенями, формируются благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и нейтральных атомов расширяющейся лазерной плазмы на молекулах остаточного газа в камере.
Практическая ценность
Практическая ценность работы определяется возможностью использования разработанной методики подбора фильтров для экспресс-оценки с высокой точностью величины температуры горячих электронов твердотельной плазмы ФЛИ модифицированным методом фильтров в широком диапазоне интенсивностей лазерного излучения, вплоть до релятивистских.
Появление фемтосекундных лазерных систем настольного типа способных генерировать импульсы, интенсивность которых при острой фокусировке на мишень составляет величины вплоть до I01 Вт/см, позволяет использовать их для практического применения эффекта возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы, а также для исследования и применения эффекта наложения запрета на ВЭК в высокоионизованной плазме ФЛИ.
Кроме этого, полученные в работе результаты демонстрируют возможность использования плазмы ФЛИ для генерации интенсивных потоков отрицательных ионов высоких энергий при ее расширении в окружающем мишень газе.
Таким образом, методы и подходы, развитые в диссертационной работе, могут быть широко использованы в таких областях как ядерная физика и физика плазмы для решения следующих прикладных и фундаментальных задач:
диагностика плотной горячей плазмы ФЛИ;
создание источников отрицательных ионов высоких энергий;
спектроскопия и диагностика параметров низкоэнергетических ядерных состояний;
исследование процессов внутренней электронной конверсии в высокоионизованных ионах.
Защищаемые положения
1. Величина средней энергии горячего электронного компонента плазмы, создаваемого на поверхности твердотельных мишеней фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка Ю16 Вт/см2, может быть оценена с точностью ~25-30% в каждом лазерном выстреле модифицированным методом фильтров с использованием рентгеновских детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором Nal(Tl) толщиной 5 мм и кремниевых лавинных фотодиодов с толщиной чувствительного слоя 80 мкм;
Эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний характеристическим излучением горячей лазерной плазмы существенно увеличивается при подстройке энергий квантов рентгеновских линий ионов в точный резонанс с энергией ядерного перехода за счет управления кратностью ионизации плазмы.
В расширяющейся плазме ртути, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2, возможно наложение запрета на конверсионный распад низкоэнергетического ядерного состояния 20,Hggo с энергией 1561 эВ на временах, сравнимых с периодом полураспада возбужденного ядерного состояния в нейтральном атоме -1-Ю не.
Формирование отрицательных ионов водорода высоких энергий при облучении твердотельных мишеней мощными фемтосекундными лазерными импульсами происходит благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и атомов расширяющейся плазмы на молекулах остаточного газа в камере. При этом энергетический спектр отрицательных ионов определяется как формой аналогичного спектра положительных ионов плазмы, так и зависимостью сечений перезарядки от энергии сталкивающихся частиц.
Апробация работы и публикации
Основные результаты исследований, представленных в диссертации, докладывались автором на следующих научных конференциях: 1-ая международная конференция по лазерной оптике для молодых ученых LOYS-2000 (Санкт-Петербург, Россия, 2000), XVII конференция по когерентной и нелинейной оптике ICONO-2001 (Минск, Беларусь, 2001), 11-ый международный симпозиум по лазерной физике «Laser Physics» (Братислава, Словакия, 2002), 2-ой симпозиум по комплексной плазме и ее взаимодействию с электромагнитным излучением (Москва, Россия, 2004). Также диссертант является соавтором докладов, представленных на научных конференциях: Германо-российский лазерный симпозиум (Мюнхен, Германия, 1998), Сверхинтенсивные лазерные взаимодействия и их применение ULIA-1 (Элоунда, Греция, 1999), 2-ой итало-российский симпозиум по сверхбыстрой оптической физике (Москва, Россия, 1999), 3-ий итало-российский симпозиум по проблемам лазерной физики и технологий (Палермо, Италия, 2000), 9-12 международные симпозиумы по лазерной физике «Laser Physics» (Бордо, Франция, 2000; Москва, Россия, 2001; Гамбург, Германия, 2003), 3-ий международный симпозиум по современным
проблемам лазерной физики (Новосибирск, Россия, 2000), 4-ое совещание AFOSR по изомерным ядрам (Туссон, США, 2001), 2-ая международная конференция молодых ученых и специалистов «Оптика-2001» (Санкт-Петербург, Россия, 2001), Международная конференция по квантовой электронике IQEC-2002 (Москва, Россия, 2002), QELS-2002 (Лонг-Бич, США, 2002), 2-ая научная молодежная школа «Оптика-2002» (Санкт-Петербург, Россия, 2002), Международная конференция «Сверхкороткое излучение высокой энергии и вещество» (Варенна, Италия, 2003), 11-я конференция по лазерной оптике LO-2003 (Санкт-Петербург, Россия, 2003).
По теме диссертации опубликовано 13 работ в реферируемых научных изданиях, в том числе 11 статей в отечественных и зарубежных научных журналах и 2 статьи в сборниках и трудах конференций, а также 23 тезиса докладов.
Личный вклад автора
Все изложенные в диссертационной работе оригинальные результаты получены автором, либо при его непосредственном участии. Автором осуществлялось проведение и обработка данных экспериментальных исследований, разработка и реализация теоретических моделей и расчетов, а также интерпретация полученных результатов.
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и приложения. Работа изложена на 152 страницах, включает 37 рисунков, приложение на 10 страницах и список литературы (общее число ссылок 161).
Краткое содержание диссертации
Первая глава диссертационной работы посвящена оптимизации методики экспресс-оценки модифицированным методом фильтров величины средней энергии горячих электронов плазмы ФЛИ в каждом лазерном импульсе с учетом спектральных характеристик используемых в ходе экспериментов рентгеновских детекторов. Разработана методика подбора толщины фильтров (металлических фолы), устанавливаемых перед детекторами, обеспечивающая наивысшую точность оценок величины средней энергии горячих электронов в заданном диапазоне интенсивностей лазерного излучения. Проведены эксперименты по оценке средней энергии горячих электронов плазмы ФЛИ, сформированной на поверхности мишеней из Fe, Si, Ge, Си
лазерными импульсами с интенсивностью -10 Вт/см . Изучено влияние поляризации и контраста лазерного импульса на величину средней энергии горячих электронов лазерной плазмы и эффективность генерации жесткого рентгеновского излучения. Исследована возможность использования детекторов с различной спектральной чувствительностью (кремниевые лавинные фотодиоды с толщиной чувствительного слоя -80 мкм и ФЭУ-119 со сцинтиллятором NaI(Tl) толщиной 5 мм) в экспериментах по экспресс-оценке модифицированным методом фильтров величины средней энергии горячих электронов плазмы ФЛИ.
Во второй главе работы предложена схема и рассчитана эффективность возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний квазирезонансным линейчатым излучением плазмы ФЛИ. Исследована возможность подстройки энергии квантов рентгеновских линий ионов мишени в точный резонанс с ядерным переходом за счет управления кратностью ионизации лазерной плазмы. Реализована численная модель, описывающая генерацию рентгеновских линий при ионизации внутренних оболочек атомов и ионов мишени горячими электронами плазмы ФЛИ. Определены условия, накладываемые на толщину мишени и среднюю энергию горячих электронов, обеспечивающие наиболее эффективную генерацию рентгеновских линий К- и L-серий атомов. Представлена модель расчета ионизационного состава лазерной плазмы с учетом переходов между возбужденными состояниями ионов при наличии теплового и горячего электронных компонентов. На примере ядра 20IHggo с энергией перехода в первое возбужденное состояние 1561 эВ и резонансного ему Ка-излучения иона А1+9 определены условия, накладываемые на параметры лазерной плазмы AI, обеспечивающие максимальную эффективность возбуждения ядра 20,Hg8o. Предложена схема возбуждения ядер рентгеновскими линиями ионов лазерной плазмы с использованием двух фемтосекундных лазерных импульсов. При этом первый из импульсов формирует плазму заданной кратности ионизации, что позволяет подстроить энергии рентгеновских линий ионов мишени в резонанс с ядерным переходом, а второй служит для генерации горячих электронов, необходимых для генерации рентгеновского излучения.
В третьей главе диссертационной работы изучается возможность наблюдения эффектов подавления внутренней электронной конверсии (ВЭК) низкоэнергетических ядерных состояний в расширяющейся в вакуум горячей плазме ФЛИ. На примере первого возбужденного состояния ядра 20IHg8o исследовано влияние «заморозки» ионизационного состава расширяющейся лазерной плазмы на эффект подавления ВЭК
и период полураспада возбужденных ядерных состояний. Также в данной главе исследовалось явление генерации отрицательных ионов высоких энергий при расширении горячей плазмы ФЛИ в окружающем мишень газе. Предложена модель генерации отрицательных ионов высоких энергий в расширяющейся лазерной плазме с учетом процессов перезарядки положительных и нейтральных частиц плазмы на молекулах остаточного газа в камере. Проведено сравнение модельных расчетов с результатами экспериментов, а также определена эффективность генерации отрицательных ионов водорода в зависимости от давления остаточного газа в камере. Рассмотрено влияние данных процессов на регистрацию ВЭК возбужденных в плазме ФЛИ низкоэнергетических ядерных состояний.
Детекторы рентгеновского излучения на основе ФЭУ-119 со сцинтилятором NaI(Tl) и кремниевого лавинного фотодиода
Как уже упоминалось выше, при взаимодействии фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью 1015-1017 Вт/см2 с твердотельными мишенями в образовавшейся лазерной плазме формируется высокая доля горячих электронов с характерными энергиями —1-Ю кэВ. В данной работе проводились оценки модифицированным методом фильтров величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными импульсами с интенсивностью 1016 Вт/см2. В ходе измерений использовались детекторы рентгеновского излучения на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором Nal(Tl) и кремниевые лавинные фотодиоды производства фирмы Advanced Photonix [68, 69], обеспечивающие эффективную регистрацию рентгеновских квантов в области энергий до 20 кэВ. Рассмотрим основные характеристики и параметры используемых детекторов. Принцип регистрации рентгеновского излучения детекторами на основе комбинации ФЭУ и сцинтиллятора основан на регистрации ФЭУ видимого света, излученного сцинтиллятором вследствие поглощения и рассеяния в нем рентгеновских квантов [70]. При этом в случае, когда излучение, испускаемое сцинтиллятором, находится в области спектральной чувствительности ФЭУ, можно считать, что характеристики рентгеновского детектора определяются только сцинтиллятором. Используемые нами детекторы на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором Nal(Tl), толщиной 5 мм, обладают практически постоянной чувствительностью DHa/(E) const ] по отношению к рентгеновским квантам с энергиями 2-100 кэВ [70], при напряжении питания ФЭУ порядка 2 кВ. Длительность сигналов, регистрируемых детекторами в одноквантовом режиме, определяется временем высвечивания сцинтиллятора NaI(Tl), которое составляет величину 250 не. Следует отметить, что, в действительности, сцинтилляционный сигнал включает в себя несколько компонент с различными временами высвечивания. Однако в случае сцинтиллятора Nal(Tl) медленные компоненты с характерными временами -1.5 мкс обладают интенсивностью много меньшей, чем интенсивность основного компонента [70].
Как уже было указано выше, в проводимых нами экспериментах сцинтилляторы NaI(Tl) использовались в комбинации с ФЭУ-119, рабочее напряжение которых составляло 1960 В. На входных окнах детекторов диаметром 15 мм располагался бериллиевый фильтр толщиной 200 мкм, служащий для выделения жесткого рентгеновского излучения горячих электронов из полного спектра излучения лазерной плазмы, а также для устранения возможных засветок. Другим типом рентгеновских детекторов, используемых в исследованиях, являлись кремниевые лавинные фотодиоды (ЛФД) производства компании Advanced Photonix [68]. Принцип работы такого рода детекторов заключается в поглощении рентгеновских квантов в активном приповерхностном слое ( 100 мкм) фотодиода, на который подано обратное напряжение, близкое по величине к напряжению пробоя 2 кВ [69]. В процессе поглощения фотонов в полупроводнике образуются электронно-дырочные пары, при этом в случае кремниевых детекторов, энергия, затрачиваемая на формирование одной пары, составляет 3.8-3.9 эВ., Образовавшиеся электроны ускоряются в электрическом поле и приобретают энергии достаточные для формирования электронной лавины в области р-п перехода. При этом коэффициент усиления диодов по току может составлять величины порядка 102-103. В дальнейшем ток лавины регистрируется стандартным измерительным оборудованием и связывается с регистрацией светового излучения.
Следует отметить, что при детектировании одиночных рентгеновских квантов собственного усиления диода, как правило, оказывается недостаточно для наблюдения сигналов, что приводит к необходимости использования предусилителей с коэффициентом усиления 102. Применяемые нами кремниевые лавинные фотодиоды были исполнены в двух вариантах - без предусилителя для регистрации мощных потоков рентгеновского излучения из лазерной плазмы, и с предусилителем для проведения калибровок детекторов в одноквантовом режиме. Рабочее напряжение диодов составляло величины -2100-2400 В. На входных окнах детекторов диаметром 9 мм, как и в случае детекторов на основе ФЭУ и сцинтиллятора Nal(Tl), были установлены бериллиевые фильтры толщиной 200 мкм. Как уже говорилось выше,. ток электронной лавины, образовавшейся в фотодиоде, обусловлен, поглощением рентгеновского излучения в тонком активном слое, расположенном на поверхности детектора. Таким образом, спектральная чувствительность лавинных фотодиодов в рентгеновском диапазоне длин волн, определяется эффективностью поглощения рентгеновского излучения в активном слое и зависит, в основном, только от его толщины [68, 69]. Для определения толщины активного слоя используемых нами лавинных фотодиодов, а также с целью измерения таких характеристик, как энергетическое разрешение, отношение сигнал/шум по амплитуде, временная аппаратная функция и др., нами были проведены несколько серий калибровочных экспериментов с источниками рентгеновского излучения 57Со и 241 Am (таблицы 1.1 и 1.2), а также с Cu-Ка излучением рентгеновской трубки с энергией квантов 8 кэВ. Калибровочные эксперименты проводились в одноквантовом режиме с использованием лавинных фотодиодов с предусилителем, коэффициент усиления которого составлял величину 200. Некоторые из экспериментов также проводились с детекторами рентгеновского излучения на основе ФЭУ-119 и сцинтиллятора NaI(Tl), что позволило провести сравнительный анализ их характеристик.
Определение величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров с использованием рентгеновских детекторов с различной спектральной чувствительностью
Целью исследований, описываемых в данном параграфе, является сравнение эффективности использования детекторов различного типа при определении средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров. При выполнении данной части работы экспериментальная установка, описанная в 1.4, использовалась в режиме генерации -поляризованных лазерных импульсов с величиной контраста по энергии 103, интенсивность которых на поверхности мишени достигала величин -(5-20)-10 Вт/см . В ходе экспериментов использовалась мишень из вольфрама. Измерения интегрального выхода рентгеновского излучения лазерной плазмы в различные спектральные диапазоны проводились одновременно с помощью пары кремниевых лавинных фотодиодов; без усилителя и пары ФЭУ-119 со сцинтиллятором Nal(Tl). Данная схема проведения эксперимента позволяла проводить сравнение величин средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, измеренных модифицированным методом фильтров с использованием детекторов с различной спектральной чувствительностью (1.2). На первом этапе экспериментов в соответствии с техникой использования модифицированного метода фильтров (1.1) была проведена взаимная калибровка двух ФЭУ и двух лавинных фотодиодов в режиме измерения интегрального выхода рентгеновского излучения лазерной плазмы в одном и том же спектральном диапазоне. Таким образом, при проведении калибровочных экспериментов перед всеми четырьмя детекторами были установлены одинаковые фильтры, состоящие из алюминиевой фольги толщиной 100 мкм и бериллиевой фольги толщиной 200 мкм.
В результате серии из 20 калибровочных измерений было получено, что для каждой пары детекторов рентгеновского излучения лазерной плазмы измеренные ими сигналы связаны между собой линейно, причем: где БФЗУІ соответствует сигналу с одного из детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором NaI(Tl), БЛФДІ — сигналу с одного из лавинных фотодиодов, а коэффициенты Qt являются геометрическими факторами, определенными в (1.1). Таким образом, точность взаимной калибровки детекторов на основе ФЭУ составила Аго ФЭУ 17%, а кремниевых лавинных фотодиодов - АГО_ЛФД 10%. Более высокая точность калибровки лавинных фотодиодов может быть объяснена их лучшим, по сравнению с детекторами на основе ФЭУ, энергетическим разрешением, а также более узкой областью спектральной чувствительности, препятствующей регистрации рентгеновских квантов высоких энергий (см. 1.2). После выполнения взаимной калибровки детекторов было проведено 9 серий экспериментов по измерению интегрального выхода рентгеновского излучения лазерной плазмы в различные спектральные диапазоны и оценке средней энергии горячих электронов методом фильтров. В ходе исследований перед детекторами располагалось различное количество дополнительных алюминиевых фильтров толщиной 100 мкм. Так, во всех экспериментальных сериях перед ФЭУ1 использовался один фильтр, а перед ФЭУ2 - четыре, что позволяло одинаковом образом контролировать среднюю энергию горячих электронов лазерной плазмы в каждом выстреле. Одновременно с этим при переходе от серии к серии набор фильтров перед кремниевыми лавинными фотодиодами (ЛФД) изменялся так, что в течение всех серий перед ЛФД1 был установлен один алюминиевый фильтр толщиной 100 мкм, а перед ЛФД2 количество фильтров увеличивалось от одного до девяти. В каждой серии набиралась статистика из 20-30 экспериментальных реализаций. Таким образом, в ходе экспериментов имелись возможности как определения средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров с помощью двух лавинных фотодиодов и двух ФЭУ, так и измерения с помощью ЛФД2 интегрального выхода рентгеновского излучения плазмы в различные спектральные диапазоны. В ходе обработки экспериментальных данных использовались кривые спектральной чувствительности лавинных фотодиодов ВДФД(Е) и ФЭУ-119 со сцинтиллятором Nal(Tl) ОФЭУ(Е), приведенные 1.2.
Также при расчетах предполагалось, что спектральная плотность энергии жесткого рентгеновского излучения лазерной плазмы W(E,Tt) соответствует максвелловскому распределению горячих электронов по энергиям с температурой Th и описывается уравнением (1.5). На рисунке 1.9-(а) представлены результаты измерений с помощью лавинных фотодиодов интегрального выхода рентгеновского излучения в различные спектральные диапазоны, определяемые количеством алюминиевых фильтров, установленных перед одним из детекторов (ЛФД2). При обработке результатов, сигналы измеренные детектором ЛФД2, нормировались на величину суммарного выхода рентгеновского излучения, измеряемого детектором ЛФД1, толщина алюминиевого фильтра перед которым оставалась постоянной и составляла 100 мкм. Полученные экспериментальные значения (точки на графике) были аппроксимированы кривой, соответствующей регистрации детекторами с известной спектральной чувствительностью ИЛФД(Е) (рис. 1.4-(6)) рентгеновского излучения лазерной плазмы со спектральной светимостью, описываемой выражением (1.5). В результате проведенной аппроксимации была оценена величина параметра 7 максвелловского распределения электронов по скоростям, которая составила Г/,=3.5±0.2 кэВ (без учета ошибок измерения экспериментальных данных), что соответствует величине средней энергии горячих электронов Ел =5.3±0.3 кэВ. Кроме этого на рисунке 1.9-(6) изображена зависимость величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, определенной модифицированным методом фильтров с помощью лавинных фотодиодов, от толщины алюминиевого фильтра установленного перед детектором ЛФД2, при условии, что перед детектором ЛФД1 установлена алюминиевая фольга толщиной 100 мкм. Из представленного рисунка видно, что в условиях проводимых экспериментов результаты измерений практически не зависят от используемых нами комбинаций алюминиевых фильтров.
Обоснование возможности эффективного возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний резонансным линейчатым излучением ионов лазерной плазмы
В результате проведенных выше исследований удалось получить выражение для эффективности фотовозбуждения ядерных состояний квазирезонансными рентгеновскими линиями $у (2.4) и выражение для коэффициента конверсии энергии лазерного импульса в энергию рентгеновских линий esx (2.7), (рис. 2.5-(в)), генерируемых при облучении твердотельных мишеней. Для удобства интерпретации дальнейших результатов введем коэффициент конверсии энергии лазерного импульса, приводящего к оптимальной генерации рентгеновских линий из глубины облучаемой мишени, в количество возбуждаемых этими линиями ядер: То есть, по своему определению величина Csx-v.opt представляет собой отношение количества возбуждаемых рентгеновскими линиями ядер N7 к энергии лазерного импульса Eiaser, приводящего к генерации этих самых рентгеновских линий при облучении им твердотельной мишени в условиях, обеспечивающих оптимальный выход соответствующих рентгеновских квантов. В таблице 2.2 представлены результаты расчетов эффективности 7 возбуждения первого низкоэнергетического состояния ядра 201Hg8o с энергией 1561 эВ квазирезонансным линейчатым излучением нейтральных атомов. Также в таблице приведены соответствующие величины Csx—y,opt- Из полученных результатов следует, что суммарный выход возбужденных ядер при их облучении атомарными рентгеновскими линиями определяется в основном интегралом перекрытия спектра излучения рентгеновской линии и полосы поглощения ядерного перехода (определяемой радиационной шириной перехода); и интенсивностью рентгеновской линии, определяемой атомным номером вещества, изучающего линию, серией к которой принадлежит линия (К-, L,...), и типом линии (а, р, у,...). В частности было получено, что максимальный выход возбужденных ядер 201Hg8o достигается в случае их накачки К-излучением алюминия и L-излучением криптона и соответствует величинам Csx- .орг-Ю"1 шт./Дж, что обусловлено наличием интенсивных рентгеновских линий квазирезонансных по отношению к ядерному переходу. Таким, образом, выше была продемонстрирована принципиальная возможность возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний квазирезонансными рентгеновскими линиями атомов.
Показано, что определяющую роль в выходе возбужденных рентгеновскими линиями ядер играют интенсивность рентгеновской линии и величина ее отстройки от резонанса с переходом внутри ядра. Получено, что наибольшие интенсивности свечения рентгеновских линий, генерируемых при взаимодействии мощного лазерного излучения с твердотельными: мишенями, достигаются для Ка-излучения. К сожалению, анализ рентгеноспектральных данных показывает, что для большинства ядерных переходов не существует атомарных рентгеновских линий, находящихся в точном резонансе с ядерным переходом, что приводит к понижению эффективности возбуждения ядер этими линиями. Таким образом, на данном этапе исследований возникает вопрос о возможности управления положением рентгеновской линии элемента для осуществления ее попадания в точный резонанс с переходом внутри ядра. В работе [43] для компенсации отстройки атомарной и ядерной линий было предложено использовать переходы из высоко возбужденных состояний, поскольку среди множества таких переходов всегда найдется рентгеновская линия резонансная к ядерному переходу. Однако переходы из высоковозбужденных состояний обладают малой силой осциллятора и, как следствие, малым выходом флюоресценции. Таким образом, практический. интерес для повышения эффективности фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных уровней могут представлять лишь атомные (и ионные) переходы с относительно высокой силой. осциллятора, а именно Kai,2, KfJi.3, Laf.2, среди которых Каїд обладает максимальным, на 1-3 порядка большим, выходом флуоресценции. Для большинства ядерных переходов не существует рентгеновских линий нейтральных атомов, находящихся с ними в точном резонансе и принадлежащих к интенсивным сериям. Однако известно, что при ионизации вещества энергия рентгеновских квантов увеличивается [37], что позволяет, контролируя кратность ионизации плазмы, осуществлять подстройку энергии рентгеновской линии в резонанс с ядерным переходом. Таким образом, в качестве источников накачки ядерного перехода могут выступать как атомные, так и ионные рентгеновские переходы, что существенно расширяет возможности рассматриваемой схемы возбуждения ядер. Следует отметить, что максимальные интенсивности линейчатого рентгеновского излучения ионов достигаются при использовании фемтосекундных лазерных импульсов [38, 39, 40, 93, 94]. При этом наличие высокой доли горячих электронов в сформированной такими импульсами лазерной плазме [37, 39, 40] приводит к эффективной генерации характеристического излучения ионов, кратность ионизации которых определяется температурой тепловых электронов плазмы. Таким образом, в данной работе предлагается, за счет управления кратностью ионизации лазерной: плазмы и, соответственно, энергией рентгеновских переходов, «настраивать» энергию рентгеновской линии в резонанс с энергией ядерного перехода.
Поскольку ионизационное состояние лазерной плазмы определяется, в первую очередь, тепловым электронным компонентом, а генерация ионами линейчатого рентгеновского излучения с энергией свыше 1 кэВ связана с горячим электронным компонентом, нами предлагается схема возбуждения ядер с использованием двух лазерных импульсов сверхкороткой длительности (рис. 2.1-(а)). При этом первый из импульсов служит для формирования лазерной плазмы с максимальным по времени и пространству числом ионов с необходимой кратностью ионизации, а второй генерирует горячие электроны, необходимые для генерации рентгеновских линий, в момент, когда доля иона определенной кратности ионизации достигает в плазме максимальной величины. Рассмотрим в качестве примера ядро 20,Hg8o, первое возбужденное состояние которого имеет энергию Ео =1561 эВ, близкую к энергиям рентгеновских квантов К-серии атома алюминия (табл. 2.2). Анализ показывает, что ближайшая к ядерному переходу линия КРі нейтрального атома алюминия имеет отстройку от него в 4 эВ, что превышает ширину рентгеновского перехода 1 эВ и не позволяет использовать ее для возбуждения ядра наиболее эффективным образом. В то же самое время энергия Ка-линии алюминия составляет 1487 эВ в нейтральном атоме и увеличивается до -1600 эВ в случае гелиеподобного иона [37]. Увеличение энергии рентгеновских квантов при ионизации связано, прежде всего, с изменением величины самосогласованного поля, действующего на каждый из оставшихся в составе иона электронов [96]. При этом следует отметить, что наибольшее влияние на состояние каждого из электронов оказывают либо электроны, находящиеся на оболочках с меньшим главным квантовым числом п (за счет экранировки заряда ядра), либо электроны, находящиеся с ним на одной оболочке (за счет малых средних расстояний между ними). Таким образом, существенное изменение энергии рентгеновских фотонов при ионизации атомов проявляется, лишь начиная с заряда иона Z, обеспечивающего удаление электронов с оболочки, переходы с которой и приводят к генерации рентгеновской линии. Например, значительный рост энергии Ка-квантов (переходы с L- на К-оболочку) при ионизации атомов, начинается только с момента удаления электронов с L-оболочки ионов. В качестве иллюстрации такого рода эффектов на рисунке 2.6 изображена зависимость энергии Ка-линии алюминия от кратности ионизации иона, рассчитанная с помощью программного пакета [96]
Внутренняя электронная конверсия в расширяющейся высокоионизованной горячей лазерной плазме
Эффект подавления конверсионного канала распада возбужденных ядерных состояний в ионах известен с 70-х годов 20-го века [109, ПО, 46]. Современные экспериментальные исследования с использованием ускорителей заряженных частиц позволяют наблюдать увеличение времени жизни возбужденных ядерных состояний, связанное с подавлением конверсии в высоко заряженных ионах, вплоть до 600% относительно случая нейтральных атомов [45]. В подобного рода экспериментах ионы высокой кратности разгоняются в ускорителе до энергий 10 МэВ/а.е.м. после чего испытывают столкновение с тонкими металлическим фольгами, где происходит кулоновское возбуждение ядра и дополнительная ионизация частицы. В последствии возбужденные ядра подвергаются конверсионному распаду, сопровождающемуся удалением электрона из состава иона, т.е. изменением его заряда на +1. Измерение периода полураспада возбужденного ядерного состояния в ионах производится с помощью специальных магнитных спектрометров, регистрирующих изменение заряда пролетающих ионов в процессе внутренней электронной конверсии. Таким образом, техника проведения подобных экспериментов требует использования дорогостоящего оборудования (ускорителей) для обеспечения эффективного возбуждения ядерных состояний с одновременной глубокой ионизацией вещества. С другой стороны, как было показано в предыдущих главах диссертационной работы, горячая приповерхностная лазерная плазма, созданная фемтосекундными импульсами умеренной интенсивности / 101б-1017 Вт/см2, сгенерированными лазерными системами настольного типа, также может с успехом использоваться для решения подобного рода задач. Рассмотрим в качестве примера кинетику конверсионного распада; первого возбужденного состояния ядра 20,Hg8o (-Ео =1561 эВ), возбужденного в горячей твердотельной плазме фемтосекундного лазерного импульса. Как следует из результатов расчетов, выполненных в 3.1, для полного подавления конверсионного канала распада данного возбужденного состояния ядра 20,Hgso необходимо обеспечить кратность ионизации атома Z=35. На рисунке 3.4 изображена величина среднего заряда лазерной плазмы ртути твердотельной плотности ( =4-10 см ) в зависимости от температуры тепловых электронов Те, вычисленная по методике, описанной в главе 2. Рис. 3.4. Зависимость среднего заряда плазмы ртути твердотельной плотности (iVi=4-1022 см"3) от температуры тепловых электронов.
Из рисунка следует, что в плазме ртути твердотельной плотности величина среднего заряда Z=35 наблюдается при температурах электронов 7V-350 эВ, что сравнительно легко реализуется при использовании современных фемтосекундных лазерных установок, способных обеспечивать интенсивности светового поля / 101б-1017 Вт/см2 [9, 10, 13]. Так, например, оценки величины температуры тепловых электронов лазерной плазмы с учетом спитцеровской теплопроводности, представленные в работах [9, 14], показывают, что при характерных длительностях лазерного импульса гдиек ОО фс и интенсивности излучения на поверхности мишени / 2 10 Вт/см величина Те составляет: Хотя данная оценка оказывается несколько завышенной относительно экспериментально измеренных величин 7V-200-500 эВ в случае плазмы, сформированной лазерными импульсам с вышеуказанными параметрами [13, 40], однако, и теоретические и экспериментальные исследования позволяют сделать вывод о том, что твердотельная лазерная плазма фемтосекундного импульса интенсивностью / 101б-1017 Вт/см2 позволяет в случае мишени из 20IHgso обеспечивать кратности ионизации вещества, достаточные для полного подавления конверсионного распада первого возбужденного ядерного состояния с энергией 1561 эВ. Следует отметить, что для экспериментального наблюдения эффекта подавления внутренней электронной конверсии необходимо обеспечить высокую кратность ионизации вещества на временах, сравнимых со временем жизни возбужденного ядерного состояния. Таким образом, наблюдение эффекта подавления конверсионного канала распада первого возбужденного состояния ядра 201Hgso со временем жизни -1-10 не (см. главу 2) в высокоионизованной лазерной плазме возможно только при условии сохранения ее высокого зарядового состояния на временах порядка нескольких десятков наносекунд после лазерного выстрела. Известно, что время рекомбинации лазерной плазмы определяется скоростью передачи тепла вглубь мишени и гидродинамическим расширением плазменного облака в вакуум.
Так, например, при использовании твердотельных мишеней, толщина которых много больше характерной глубины прогрева вещества за время действия лазерного импульса (—100 нм при / 1016-10 Вт/см), типичная скорость гидродинамического разлета плазмы -0.1 нм/фс оказывается много меньше скорости распространения тепловой волны вглубь мишени 1 нм/фс [9]. В этом случае рекомбинация высокозаряженных ионов происходит в условиях плотности плазмы близкой к твердотельной за характерные времена —1-10 пс [9] при использовании фемтосекундных лазерных импульсов, что делает невозможным экспериментальное наблюдение эффекта подавления ВЭК первого возбужденного состояния ядра 201Hg8o со временем жизни —1-10 не. Принципиально другая ситуация наблюдается при использовании тонкопленочных мишеней, толщина которых —100 нм сравнима с глубиной образовавшегося за время действия лазерного импульса плазменного слоя. В этом случае отток тепла вглубь мишени отсутствует, и рекомбинация ионов плазмы определяется балансом между изменениями; ее температуры и плотности при гидродинамическом разлете плазменного облака в вакуум. В этом случае за счет эффекта «заморозки» ионизационного состава лазерной плазмы [62] можно обеспечить сохранение большого количества ионов высокой кратности на достаточно больших временах (вплоть до нескольких микросекунд и более) после лазерного выстрела. Суть данного явления состоит в быстром падении скорости рекомбинации ионов за счет уменьшения концентрации плазмы по мере ее удаления от поверхности мишени, что и обеспечивает сохранение их зарядового состояния.
