Содержание к диссертации
Введение
1. Экспериментальна установка. Фемтосекундный лазерный комплекс тераваттного уровня 24
1.1 Блок-схема фемтосекундного лазерного комплекса 25
1.1.1 Задающий генератор 25
1.1.2 Оффнеровский стретчер 27
1.1.3 Развязка Фарадея 28
1.1.4 Регенеративный усилитель и очиститель импульсов 29
1.1.5 Схема синхронизации лазерной системы 32
1.1.6 Усилители мощности 33
1.1.7 Компрессор фемтосекундных импульсов 35
1.2 Характеристики выходного пучка 38
2 Ускорение электронов плазменной волной в газонаполненном капилляре 42
2.1 Оценка амплитуды плазменной волны генерируемым тераваттным лазерным импульсом 45
2.1.1 Описание эксперимента 45
2.1.2 Теоретическая модель и обсуждение полученных результатов 49
2.2 Разработка источника затравки быстрых электронов 53
2.2.1 Описание эксперимента 53
2.2.2 Экспериментальные результаты 58
2.2.3 Численное моделирование и выводы з
З Генерация высоких гармоник в газонаполненном капилляре 72
3.1 Описание эксперимента 73
3.2 Экспериментальные результаты 75
3.3 Обсуждение и сравнение с численным моделированием 78
4. Ускорение ионов в капилляре 85
4.1 Экспериментальная схема 86
4.2 Абсолютная калибровка детектора 87
4.3 Экспериментальные результаты 93
4.4 Обсуждение результатов 98
Заключение 106
Литература
- Регенеративный усилитель и очиститель импульсов
- Компрессор фемтосекундных импульсов
- Разработка источника затравки быстрых электронов 53
- Обсуждение и сравнение с численным моделированием
Регенеративный усилитель и очиститель импульсов
Устройство, производящее сильное (на 3-4 порядка) временное растяжение исходного фемтосекундного импульса за счет фазовой модуляции распространяющегося через него короткого волнового пакета, называется стретчером. По существу, этот элемент комплекса является элементом с сильной нормальной дисперсией, проходя который сверхкороткий световой импульс приобретает монотонное изменение несущей частоты внутри огибающей импульса (чирп). В результате, огибающая исходного лазерного импульса удлиняется и, соответственно, уменьшается пиковая мощность сигнала. Фактически именно идея усиления чирпованных оптических импульсов позволила создать компактные лазерные источники сверхсильных электромагнитных полей [56]. В качестве элемента с сильной дисперсией в стретчере используются дифракционные решетки [60].
Для реализации схемы растяжения импульсов во времени нами была использована схема, основанная на отражательном триплете, запатентованном Оффнером [61] в 1971 году для высокоточной литографии. Триплетная комбинация состоит из двух сферических зеркал, геометрия которых близка к концентрической (см. рис. 1.1.2). Первое зеркало выпуклое, второе - вогнутое. Эта комбинация зеркал имеет следующее свойство - при использовании в качестве стретчера лазерных импульсов, она характеризуется полной симметричностью. Поэтому в ней могут проявляться только симметричные аберрации, то есть сферические аберрации и астигматизм. Но присутствие двух сферических зеркал, отношение радиусов кривизны которых равно двум, а знаки кривизны противоположны, полностью компенсируют эти аберрации в случае концентрического расположения этих зеркал. При отстройке от концентрической геометрии некоторые аберрации возникают, но, как показано в работе [62], они достаточно малы.
Развязка Фарадея выполняет одновременно две задачи: предотвращает задающий генератор от обратной реакции усилительной системы, связанной с отражением назад от оптических элементов, и направляет усиленное излучение после регенеративного усилителя в систему оконечных усилителей мощности. В ее состав входят оптический вентиль Фарадея на постоянных магнитах, призма Глана и фазовая пластинка А/2 нулевого порядка, вращающая плоскость поляризации лазерного излучения.
Регенеративный оптический усилитель представляет собой лазер на кристалле Ti:Sa с инжекцией внешнего сигнала (растянутый в стретчере фемтосекундный импульс с задающего генератора). Накачкой для него служила ответвленная часть излучения второй гармоники Nd:YAG лазера (фирма Spectra Physics, модель QSR) с энергией W = 200 мДж, длиной волны 532 нм, длительностью импульса 10 не и частотой повторения 10 Гц. Внутри резонатора регенеративного усилителя имеется быстрый (со временем переключения 2 не) электрооптический ключ (ячейка Поккельса), позволяющий вводить и выводить в резонатор одиночный лазерный импульс. Используемый в регенеративном усилителе активный элемент имеет те же размеры, что и в задающем фемтосекундном генераторе. Излучение лазера накачки фокусируется в активный элемент таким образом, чтобы его поперечный размер примерно совпадал с размером основной моды резонатора усилителя. Если вход регенеративного усилителя заблокирован, регенеративный усилитель работает как обычный лазер и излучает импульс длительностью порядка нескольких десятков наносекунд. Этот режим работы мы использовали для юстировки всех усилителей и исследуемой мишени. Время достижения максимальной энергии лазерного импульса в резонаторе, при оптимальной настройке усиливаемого инжектируемого сигнала, уменьшается на величину At 150-200 не по сравнению с максимумом энергии импульса в режиме свободной генерации. По осциллограмме с диода экспериментально определяется оптимальный момент времени для выбрасывания усиленного импульса. Для наших условий оказалось, что оптимальное число полных проходов импульса по резонатору составляет величину около 30, а выходная энергия усиленного импульса при этом составила 1.2-1.5 мДж. Таким образом, коэффициент усиления регенеративного усилителя по энергии составил примерно шесть порядков, при этом поперечная структура выходного излучения полностью определялась основной модой резонатора регенератора и не зависела от пространственного распределения и угла вхождения затравки чирпированного фемтосекундного импульса. Частота повторения усиленных импульсов определялась частотой повторения импульсов лазера накачки {F = 10 Гц).
После выхода из регенеративного усилителя лазерный импульс проходит через селектор импульсов (pulse cleaner), который предназначен для увеличения контраста лазерной системы на наносекундных временах. Типичные регенеративные усилители без дополнительного селектора импульсов имеют контраст на наносекундных временах порядка нескольких сотен единиц, что в основном связано с неидеальностью поляризационной изоляции в ячейке Поккельса и соответственно к преждевременному выходу части усиленного пикосекундного излучения из регенеративного усилителя. Паразитные импульсы наряду с основным проходят через все каскады усиления, и, после сжатия в компрессоре, имеют на выходе фемтосекундную длительность.
Селектор импульсов состоит из двух скрещенных поляризационных кубиков и ячейки Поккельса между ними. Без подачи напряжения на ячейку Поккельса схема представляет собой скрещенные поляризаторы, через которые, в идеальной ситуации, должны полностью блокировать лазерное излучение. На ячейку синхронно с прохождением через неё лазерного импульса поступает колоколообразный импульс высокого напряжения длительностью несколько наносекунд, который поворачивает поляризацию лазерного импульса и обеспечивает его беспрепятственное прохождение.
В нашем случае ввиду невозможности изменить амплитуду импульса высокого напряжения на ячейку Поккельса, не было полного поворота поляризации после прохождения через ячейку, что приводило к уменьшению прохождения до величины порядка 50 процентов при максимальном контрасте.
Небольшие перекосы поляризационных элементов приводят к существенному ухудшению контраста. Поэтому в экспериментах, где требовался высокий контраст, мы на регулярной основе проводили измерения величины контраста при помощи быстрого фотодиода и осуществляли подстройку селектора импульсов и регенеративного усилителя. Типичная величина контраста по энергии составила порядка несколько единиц на 10 .
Компрессор фемтосекундных импульсов
Исследовалось два типа мишеней: (а) плоские алюминиевые фольги толщинами 100 или 200 мкм. Фокусировка осуществлялась перпендикулярно плоской поверхности фольги (см. рис. 2.2.5(a)). После облучения лазером на месте попадания образовывался кратер. За несколько выстрелов получалось сквозное отверстие (см. рис 2.2.6(ai)). При этом на сцинтилляционном экране наблюдалось широкое угловое распределение электронов (пучок электронов был шире, чем размер экрана (угловая ширина около 20 градусов), см. рис 2.2.6(а2)), которое наблюдалось во всех выстрелах до образования сквозного отверстия в фольге. (б) торец алюминиевой фольги толщиной 100 или 200 мкм. Торец облучался последовательно несколькими лазерными импульсами (без смещения фольги, см. рис. 2.2.5 (б)). При этом угловое распределение электронов из фольги было существенно неоднородным и, при определенной величине координаты центра пучка относительно края фольги, стабильно наблюдались одиночные узкоколлимированные пучки электронов, распространяющиеся близко к направлению падающего лазерного излучения. Характерная угловая ширина пучка электронов достигала порядка 6 мрад, см. рис 2.2.6(бг). Пучки были окружены слабой однородной засветкой. После последовательного облучения 4-5 лазерными импульсами свечение сцинтилляционного экрана пропадало, при это в фольге образовалось сквозное отверстие диаметром порядка 100 мкм (см. рис. 2.2.6 (бі)) и лазерный пучок без искажений проходил за фольгу. После этого образец сдвигался на новое место на торце фольги и процесс повторялся. Рис. 2.2.6. Изображение сквозных отверстий на границе фольги, образованных несколькими последовательными лазерными импульсами при использовании в качестве мишеней поверхности фольги (ai), торца фольги (бі), а также угловое распределение пучка электронов при фокусировке лазерного излучения на плоскую фольгу (а2) и угловое распределение пучка электронов при фокусировке лазерного излучения на торец фольги (б2).
Энергетический спектр наблюдавшихся ускоренных электронов измерялся магнитным спектрографом, который в этом случае помещался перед сцинтилляционным экраном. На входе спектрометра устанавливалась металлическая щель, таким образом, чтобы оптический пучок проходил через её центр. Такая настройка использовалась для измерения энергетического спектра электронов в коллимированных пучках, направленных практически соосно оптическому пучку.
Как показали эксперименты, для двух типов мишеней энергии генерируемых электронов лежали в одном диапазоне от 0.25 до 1 МэВ, однако при этом характер функции распределения по энергиям существенно различался. При взаимодействии лазерного излучения с плоской поверхностью фольги наблюдался энергетический спектр электронов с максвелловским хвостом с температурой порядка 200 кэВ (см. рис. 2.2.8), что существенно больше пондермоторной энергии электронов в лазерном поле, это говорит о существенном влиянии лазерной предплазмы [69]. Спектр отличается от максвелловского в области низких энергий ( 350 кэВ). Данное отличие не являлось артефактом, связанным с энергетической чувствительностью сцинтилляционного экрана, что проверялось при помощи разворота экрана тыльной стороной к электронному пучку. В последнем случае энергия отсечки уменьшалась, однако это не оказало существенного влияния на форму спектра. Наиболее правдоподобным объяснением данного эффекта является удержание низкоэнергетичных электронов наведённым электрическим потенциалом мишени, возникающим при вылете из мишени большого числа высокоэнергетичных электронов
Для случая фокусировки лазерного излучения на границу фольги энергетический спектр электронных пучков имеет существенно немонотонное распределение с одним или несколькими максимумами. Для некоторых выстрелов наблюдался одиночный энергетический пик с шириной спектра по полувысоте составляющей менее 20% от энергии, соответствующей максимуму распределения. Картины свечения экрана под действием пучков электронов, отклоненных в магнитном спектрографе, для двух таких лазерных импульсов (обозначенными цифрами 1 и 2) представлены на рис. 2.2.9. Также на рисунок нанесены вертикальные линии, соответствующие отклонению электронов с указанными энергиями, и линии, отвечающие положению границ проекции входной щели спектрографа на экран (слева на рисунке). Соответствующие нормированные энергетические спектры электронов, восстановленные из пространственного распределения свечения экрана, изображены на рис. 2.2.10 (кривые 1 и 2). Для части лазерных импульсов в энергетическом спектре электронов наблюдалось несколько пиков (рис. 2.2.10, кривая 3). Спектры приведены для энергии лазерных импульсов, лежащей в диапазоне 60-80 мДж.
Отметим, что размер щели электронного спектрометра был больше размера пучков электронов, поэтому энергетическое разрешение определялось конечными размерами пучка электронов и реальная ширина пиков в энергетическом распределении может быть уже. Как видно из приведенных данных, энергия электронов в максимумах распределения лежала в диапазоне 0.2-0.8 МэВ. Полный заряд электронов в пучке составлял величину до 10 пКл.
Разработка источника затравки быстрых электронов 53
Источник располагался на расстоянии 5.5 см от камеры. С помощью камеры снималось несколько кадров с временем экспозиции равным 10 минутам (суммарное время экспозиции составило около 1.5 часа). После экспозиции камеры рентгеновским излучением ОТ Fe55 строилась гистограмма яркостей пикселов, соответствующих единичным событиям, и идентифицировались основные линии свечения. Кроме двух реальных линий, соответствующих Ка И Кр Fess, в спектре присутствовали также три линии, связанные с особенностями взаимодействия рентгеновского излучения с камерой. Фотон с энергией порядка 5-7 кэВ при взаимодействии с атом кремния в чувствительном слое камеры выдирает электрон из нижнего уровня атома. Освобождённый электрон вследствие его небольшой энергии полностью тормозится в чувствительном слое кремния, создавая приблизительно ИЗО фотоэлектронов. Возбужденный атом кремния при этом может либо: наиболее вероятно - потерять возбуждение за счет Оже-рекомбинации, при этом поглощенная энергия останется в том же пикселе камеры; 2. менее вероятно - сгенерировать 1.7 кэВ фотон, при этом он может либо не поглотиться, либо поглотиться в CCD, но не обязательно в том же пикселе матрицы.
На рис 4.2.4. представлены гистограммы однопиксельных событий, полученные при измерении спектра рентгеновского источника CCD камерой для двух частот считывания АЦП камеры, используемых в эксперименте. Для работы с ионами камера работала в быстром режиме (1 МГц), при наименьшем коэффициенте усиления для того чтобы не наступало насыщение АЦП. В то же время для экспериментов требующих большей чувствительности (описанных в главе 3) мы использовали более медленный режим считывания, который обеспечивает меньшие шумы считывания.
Гистограммы однопиксельных событий камеры при двух различных частотах считывания камеры, которые использовались в эксперименте.
В итоге по графикам были рассчитаны коэффициенты усиления АЦП камеры, которые приведены в таблице 4.2.1. Видно, что они отличаются от соответствующих паспортных данных приблизительно в 1.5 раза.
Появление обоих типов высокоэнергетичного излучения полностью коррелировало с низким коэффициентом прохождения оптического излучения через капилляр и возникновением яркого разряда внутри капилляра, регистрируемого боковой CCD камерой. Величина коэффициента прохождения в этом случае составляла порядка 10-20% или менее при максимальной величине 60-70% (соответствующей случаю линейного распространения импульса). Характерная длина свечения разряда внутри капилляра, полученная из наблюдений с дополнительной камеры, составляла порядка 5 мм. Треки энергичных частиц полностью пропадали при уменьшении энергии лазера до ЮмДж. I ю 100 1000
Отклик CCD матрицы с обратной подсветкой для высокоэнергетичных частиц различного рода - электронов, ионов и рентгена - изучался в работах [81-85]. Фотоны и электроны не могут выделять более 1 МэВ энергии в достаточно тонком эпитаксиальном слое CCD, они приводят к трекам без переполнения колодца, таким как, например, относительно слабый трек 3 на рис. 4.3.1. Яркие и большие по площади треки 1 и 2 на рис. 4.3.1 оставлены ионами высоких энергий. Яркие вертикальные полосы, окружающие частицы являются следствием артефакта CCD - блумингом (blooming) [81]. Четкая вертикальность линии связана с существенной неизотропностью потенциального барьера отдельных пикселей. Оценка энергии выделившейся в чувствительном слое матрицы от отдельной частицы осуществлялась путем интегрирования полного числа отсчетов CCD в треке с последующим умножением на энергию, необходимую для создания одного отсчёта (см. параграф 4.2). В подписи к рис. 4.3.1 приведена рассчитанная поглощенная энергия частицы для треков 1, 2 и 3. Отметим, что исходная энергия частиц, взаимодействующих с CCD камерой может превосходить измеренные величины из-за неполного поглощения энергии падающей частицы в чувствительном слое CCD.
В некоторых лазерных импульсах были зарегистрированы частицы с энергиями, превосходящими сотни МэВ. На рис. 4.3.2 приведено распределение частиц по энергиям, аккумулированное по нескольким сотням выстрелов. Зависимость имеет медленное немаксвелловское спадание при больших энергиях. Максимальная энергия частицы, которая наблюдалась в эксперименте, составляла около 1.2 ГэВ (трек частицы 1 представлен на рис. 4.3.1). Экспериментальная зависимость максимальной энергии частиц от длины капилляра приведена на рис.
ВУФ и рентгеновское излучение, наблюдаемое на CCD камере вместе с треками, объясняется излучением из плазмы, созданной лазерным импульсом внутри капилляра. Угловая расходимость пучка ВУФ излучения приблизительно совпадает с отношением диаметра капилляра к его длине, что, по всей видимости, определяется непрозрачностью стенок капилляра для ВУФ излучения. Положение центра пучка ВУФ излучения было использовано для определения точки пересечения оси симметрии капилляра с плоскостью матрицы CCD-камеры. На основе этого для одной экспериментальной серии были измерены максимальные энергии, достигаемые ускоренными частицами в зависимости от угла отклонения от оси капилляра. Как оказалось, зависимость максимальной энергии ионов от угла имеет вид кольца, диаграмма направленности симметрична относительно оси капилляра и максимум энергии приходится на угол около 4 мрад. Сравнение угловых зависимостей максимальной энергии и углового распределения интенсивности ВУФ излучения приведено на рис. 4.3.4.
Обсуждение и сравнение с численным моделированием
При помощи простого моделирования поглощения электронов с учетом известных зависимостей скорости торможения электронов в различных материалах [71] была вычислена доза энергии электронов, поглощенная в сцинтилляционном слое экрана (см. рис 2.2.3). Порог детектирования электронов по энергии с учетом чувствительности сцинтилляционного экрана и стоящего перед ним алюминиевого фильтра составлял величину порядка 150 кэВ. В случае, когда экран располагали обратной стороной (слоем пластика к камере), порог мог быть снижен до 60 кэВ, однако из-за сильного рассеяния света люминесценции в пластиковой подложке чувствительность системы сильно падала, поэтому этот режим обычно не использовался. Для энергии электронов 200 кэВ рассчитанная чувствительность системы диагностики составила около детектированных 9 электронов на 1 отсчет камеры.
Для измерения энергетического распределения электронов мы использовали магнитный спектрометр, состоящий из пары NdFeB магнитов размещенных в магнитопроводе 5 см диаметром на расстоянии 1 см друг от друга. Поле в зазоре было измерено при помощи холловского зонда и составляло величину порядка 200 Гаусс (см. распределение на рис. 2.2.4). Электронный пучок, исходящий из места взаимодействия лазерного импульса с веществом, коллимировался при помощи прямоугольной диафрагмы. По отклонению электронов в магнитном поле определялась их энергия.
Для восстановления энергетического спектра электронов было проведено численное моделирование траектории отдельных электронов для экспериментальной геометрии с учетом релятивизма. Была разработана программа, которая позволяла учесть конечный размер щели входной диафрагмы спектрометра в случае ее однородной засветки электронами. При помощи сплайна по точкам задавалась примерная функция распределения электронов по энергиям, по ней с учетом траектории движения электронов и спектральной чувствительности экрана вычислялась ожидаемая светимость экрана. Путем оптимизации методом сопряженных градиентов минимума разницы ожидаемой и фактической светимости восстанавливался исходный спектр электронного распределения. Для метода сопряженных градиентов была использована реализация из «Michael Thomas Flanagan s Java Library» [72]. Оказалось, что в экспериментальных условиях при однородной засветке электронами щель не является ограничивающим фактором энергетического разрешения системы.
Из-за рассеяния электронов на щели диафрагмы на фоне полезного сигнала возникала паразитная засветка, которая искажала высокоэнергичный хвост восстановленного распределения по энергиям. Реальный динамический диапазон измерительной системы диагностики энергетического спектра электронов в наших экспериментах составлял величину порядка 10-20.
Первоначально в эксперименте было проведено исследование пространственного распределения ускоренных электронов на сцинтилляционном экране. В этом случае магнитный спектрометр убирался. На экране наблюдалось свечение, пространственное распределение которого регистрировалось для каждого лазерного импульса.
Геометрия взаимодействия интенсивного лазера с мишенями, (а) плоская фольга, (б) торец фольги. Исследовалось два типа мишеней: (а) плоские алюминиевые фольги толщинами 100 или 200 мкм. Фокусировка осуществлялась перпендикулярно плоской поверхности фольги (см. рис. 2.2.5(a)). После облучения лазером на месте попадания образовывался кратер. За несколько выстрелов получалось сквозное отверстие (см. рис 2.2.6(ai)). При этом на сцинтилляционном экране наблюдалось широкое угловое распределение электронов (пучок электронов был шире, чем размер экрана (угловая ширина около 20 градусов), см. рис 2.2.6(а2)), которое наблюдалось во всех выстрелах до образования сквозного отверстия в фольге. (б) торец алюминиевой фольги толщиной 100 или 200 мкм. Торец облучался последовательно несколькими лазерными импульсами (без смещения фольги, см. рис. 2.2.5 (б)). При этом угловое распределение электронов из фольги было существенно неоднородным и, при определенной величине координаты центра пучка относительно края фольги, стабильно наблюдались одиночные узкоколлимированные пучки электронов, распространяющиеся близко к направлению падающего лазерного излучения. Характерная угловая ширина пучка электронов достигала порядка 6 мрад, см. рис 2.2.6(бг). Пучки были окружены слабой однородной засветкой. После последовательного облучения 4-5 лазерными импульсами свечение сцинтилляционного экрана пропадало, при это в фольге образовалось сквозное отверстие диаметром порядка 100 мкм (см. рис. 2.2.6 (бі)) и лазерный пучок без искажений проходил за фольгу. После этого образец сдвигался на новое место на торце фольги и процесс повторялся. Рис. 2.2.6. Изображение сквозных отверстий на границе фольги, образованных несколькими последовательными лазерными импульсами при использовании в качестве мишеней поверхности фольги (ai), торца фольги (бі), а также угловое распределение пучка электронов при фокусировке лазерного излучения на плоскую фольгу (а2) и угловое распределение пучка электронов при фокусировке лазерного излучения на торец фольги (б2).
Энергетический спектр наблюдавшихся ускоренных электронов измерялся магнитным спектрографом, который в этом случае помещался перед сцинтилляционным экраном. На входе спектрометра устанавливалась металлическая щель, таким образом, чтобы оптический пучок проходил через её центр. Такая настройка использовалась для измерения энергетического спектра электронов в коллимированных пучках, направленных практически соосно оптическому пучку.
Как показали эксперименты, для двух типов мишеней энергии генерируемых электронов лежали в одном диапазоне от 0.25 до 1 МэВ, однако при этом характер функции распределения по энергиям существенно различался. При взаимодействии лазерного излучения с плоской поверхностью фольги наблюдался энергетический спектр электронов с максвелловским хвостом с температурой порядка 200 кэВ (см. рис. 2.2.8), что существенно больше пондермоторной энергии электронов в лазерном поле, это говорит о существенном влиянии лазерной предплазмы [69]. Спектр отличается от максвелловского в области низких энергий ( 350 кэВ). Данное отличие не являлось артефактом, связанным с энергетической чувствительностью сцинтилляционного экрана, что проверялось при помощи разворота экрана тыльной стороной к электронному пучку. В последнем случае энергия отсечки уменьшалась, однако это не оказало существенного влияния на форму спектра. Наиболее правдоподобным объяснением данного эффекта является удержание низкоэнергетичных электронов наведённым электрическим потенциалом мишени, возникающим при вылете из мишени большого числа высокоэнергетичных электронов. 1 Ч - - . v
Для случая фокусировки лазерного излучения на границу фольги энергетический спектр электронных пучков имеет существенно немонотонное распределение с одним или несколькими максимумами. Для некоторых выстрелов наблюдался одиночный энергетический пик с шириной спектра по полувысоте составляющей менее 20% от энергии, соответствующей максимуму распределения. Картины свечения экрана под действием пучков электронов, отклоненных в магнитном спектрографе, для двух таких лазерных импульсов (обозначенными цифрами 1 и 2) представлены на рис. 2.2.9. Также на рисунок нанесены вертикальные линии, соответствующие отклонению электронов с указанными энергиями, и линии, отвечающие положению границ проекции входной щели спектрографа на экран (слева на рисунке). Соответствующие нормированные энергетические спектры электронов, восстановленные из пространственного распределения свечения экрана, изображены на рис. 2.2.10 (кривые 1 и 2). Для части лазерных импульсов в энергетическом спектре электронов наблюдалось несколько пиков (рис. 2.2.10, кривая 3). Спектры приведены для энергии лазерных импульсов, лежащей в диапазоне 60-80 мДж.
Отметим, что размер щели электронного спектрометра был больше размера пучков электронов, поэтому энергетическое разрешение определялось конечными размерами пучка электронов и реальная ширина пиков в энергетическом распределении может быть уже. Как видно из приведенных данных, энергия электронов в максимумах распределения лежала в диапазоне 0.2-0.8 МэВ. Полный заряд электронов в пучке составлял величину до 10 пКл.
