Содержание к диссертации
Введение
2 Взаимодействие сверхинтенсивного фемтосекундного лазерного излучения с плотными мишенями: обзор работ и постановка задачи исследований 13
2.1 Формирование горячих электронов при взаимодействии фемтосекундного лазерного импульса с плотной мишенью 13
2.1.1 Поглощение энергии лазерного импульса и нагрев электронов 13
2.1.2 Формирование горячего электронного компонента при взаимодействии фемтосекундного лазерного импульса с плотной мишенью 19
Резонансное поглощение 19
Аномальный скин- эффект 20
Вакуумный нагрев 21
Особенности генерации горячих электронов при релятивистских интенсивностях лазерного импульса 21
2.2 Ускорение ионов при взаимодействии фемтосекундного лазерного импульса с плотной мишенью 24
2.3 Лазерно-плазменные источники рентгеновского излучения 25
2.3.1 Плоские твердотельные мишени 26
2.3.2 Мишени, использующие вещества в жидкой фазе 28
2.3.3 Особенности взаимодействия фемтосекундного лазерного излучения с жидкими микрокаплями 29
3 Экспериментальная установка для исследования взаимодействия сверхинтенсивного фемтосекундного лазерного излучения с расплавленными металлами 33
3.1 Фемтосекундная лазерная система сверхсильного светового поля на сапфире с титаном 33
3.1.1 Общее описание лазерной системы 33
3.1.2 Основные характеристики излучения системы 34
3.2 Экспериментальная установка для исследования плазмы, создаваемой на поверхности расплавленного металла 40
3.2.1 Схема эксперимента и камеры взаимодействия 40
3.2.2 Экспериментальные методики 42
Измерение жесткого рентгеновского излучения из плазмы 42
Измерение ионных времяпролетных сигналов 45
Оптическая диагностика 46
3.2.3 Выбор материала мишени 48
3.3 Выводы кразделу 3 51
4 Формирование быстрых электронов и генерация жесткого рентгеновского излучения в плазме, формируемой при взаимодействии интенсивного фемтосекундного лазерного излучения с поверхностью расплавленного металла 53
4.1 Влияние условий эксперимента и типа мишени на параметры источника.. 53
4.1.1 Галлиевая мишень 53
4.1.2 Индиевая мишень 56
4.1.3 Висмутовая мишень 59
4.1.4 Роль давления в камере взаимодействия 62
4.2 Влияние контраста излучения и его поляризации 63
4.2.1 Галлиевая мишень 63
Измерение по двухдетекторной методике 63
Влияние к-альфа излучения галлия на оценку средней энергии горячих электронов: измерение методом полосовых фильтров 67
4.2.2 Индиевая мишень 70
4.3 Выводы кразделу 4: 72
5 Ускорение ионов в плазме, формируемой при взаимодействии интенсивного фемтосекундного лазерного излучения плазме с поверхностью расплавленного металла . 74
5.1 Общий анализ экспериментальных результатов для галлиевой мишени... 74
5.2 Влияние поляризации и контраста на ионные токи для галлиевой мишени ... 78
5.3 Ионные токи для индиевой мишени 83
5.4 Выводы кразделу 5 86
6 Оптическое зондирование плазмы и общее обсуждение полученных результатов 88
6.1 Экспериментальные результаты по оптическому зондированию плазмы...88
6.2 Анализ возможных механизмов, приводящих к наблюдаемым особенностям во взаимодействии мощного фемтосекундного лазерного излучения с поверхностью расплавленного металла 91
6.3 Выводы к разделу 6 96
Заключение и выводы 97
Благодарности 101
Литература 102
- Поглощение энергии лазерного импульса и нагрев электронов
- Основные характеристики излучения системы
- Галлиевая мишень
- Влияние поляризации и контраста на ионные токи для галлиевой мишени
Введение к работе
Создание, лазерных систем сверхсильного светового поля «настольного типа», генерирующих импульсы длительностью от 20 фс до 1 пс с энергией от единиц миллиджоулей до нескольких джоулей открыло новые перспективы как ДЛЯ фундаментальных исследований (релятивистская и аттосекундная, лазерная физика, нелинейная квантовая электродинамика, ядерная физика), так и в области прикладных наук.
Сверхинтенсивное лазерное излучение позволяет получать сверхсильное световое поле, недоступное для получения другими, способами в лабораторных условиях (при интенсивности / 10!б Вт/см2 напряженность светового поля превышает напряженность внутриатомного в атоме водорода Еа \О9 В/см). В режиме сверхсильного светового поля оказывается возможным изучать фундаментальные свойства вещества в сильно неравновесных, экстремальных состояниях, проводить ядерно-физические эксперименты, а также достичь субпико- и аттосекундного временного разрешения при исследовании временной динамики процессов. В настоящее время- в мире функционирует довольно много лазерных систем, излучение которых может быть сфокусировано до таких интенсивностей. Ряд коммерческих компаний выпускает такие системы серийно. Более того, целый ряд созданных в различных лабораториях установок позволяет достигать интенсивностей свыше так называемой релятивистской интенсивности (1.38x10 Вт/см мкм"). В этом режиме взаимодействия оптического излучения с веществом уж получены уникальные результаты по ускорению электронов и ионов, ядерным процессам и др. [1,2,3,4]. Новые перспективы открываются в связи с достижением интенсивности свыше 1022 Вт/см2 [5, 6].
Тем не менее на данный момент существенный интерес для практических применений представляет диапазон интенсивностей от 1016 Вт/см2 до 10п Вт/см2. Одной из важных и перспективных задач в данном контексте исследований является возможность создания нового поколения источников излучения сверхкороткой длительности в ВУФ, рентгеновском и гамма-диапазонах спектра [1,2, 7,8, 9, 10].
Лазерно-плазменные источники рентгеновского и корпускулярного излучения в настоящее время активно исследуются с точки зрения возможности их применения в самых различных задачах, требующих импульсного излучения с малой длительностью и/или высокой спектральной яркостью. К таким задачам можно отнести диагностику быстропротекающих процессов рентгеновскими методами (спектроскопия XAFS [11,12], дифрактометрия [13,14,15,16,17,18], микроскопию в области водяного окна прозрачности [19,20,21,22,23,24], рентгеновскую и ВУФ литографию [25,26,27,28,29,30,31], получение изображений в жестком рентгеновском диапазоне для медицины и материаловедения [32,33,34,35,36], ионную имплантацию [37,38], создание «затравочных» пучков для электронных и ионных ускорителей [39], импульсную нейтронную диагностику [40], для быстрого инициирования ядерной реакции в плазме [41,42,43], в медицинских целях (например, для протонной терапии раковых опухолей) [44] и т.д. Кроме того, исследуя ионные токи, можно получить информацию о параметрах сформированной плазмы (например, можно оценить среднюю энергию электронов в плазме, заряд ионов и пр.) [45,46,47,48].
Физические процессы, сопровождающие поглощение энергии веществом при воздействии на него сверхкоротким лазерным импульсом, приводят к формированию плазмы с уникальными характеристиками. Так, уже при интенсивностях на уровне 1016-1017 Вт/см2 помимо классических (столкновительных) механизмов поглощения световой энергии, приводящих к формированию тепловой электронной компоненты плазмы, поглощение лазерной энергии осуществляется за счет дополнительных, бесстолкновительных механизмов. Это приводит к формированию так называемой, горячей электронной компоненты со средней энергией на один - два порядка превосходящей среднюю энергию тепловых электронов [1]. При этом горячая электронная компонента может содержать (при указанных интенсивностях) до 10% от энергии греющего лазерного излучения [2,49,50]. Именно горячая электронная компонента представляет наибольший интерес для исследователей, поскольку он ответственна за генерацию жесткого рентгеновского излучения, появление быстрых высокозаряженных ионов и протонов и др. К наиболее известным из механизмов генерации горячих электронов при интенсивностях, существенно меньших релятивистской, относят: аномальный скин-эффект [51, 52], резонансное поглощение [46, 48, 53, 54, 55, 56], а также вакуумный нагрев [1, 53, 56, 57]. В целом, на долю бесстолкновительных механизмов поглощения может приходиться до 10% лазерной энергии уже при субрелятивистском уровне интенсивности.
Контраст фемтосекундного лазерного импульса, т.е. наличие коротких предымпульсов, либо протяженного пьедестала, существенным образом влияет как на режим формирования плазмы в целом, так и на генерацию горячего электронного компонента плазмы [1]. В частности, при изменении контраста может быть достигнута эффективная оптимизация рентгеновского выхода из мишени и средней энергии горячих электронов. Эффективность процессов, приводящих к генерации горячих электронов также зависит от направления поляризации: генерация горячих электронов. в нерелятивистском режиме взаимодействия возможна только при р-поляризации оптического излучения относительно поверхности мишени.
Как уже отмечалось, плазма, формируемая на поверхности твердотельной - мишени мощным фемтосекундным лазерным импульсом,- является уникальным источником импульсного рентгеновского излучения и пучков быстрых ионов [1, 58, 59]! Традиционно в экспериментах по формированию плазмы фемтосекундным лазерным излучением используются твердотельные мишени [60,61,62,63,64], пучки атомных кластеров [47,65], микрокапли [66,67] и струи жидкости [68]. Кроме того, в качестве мишени может быть использована поверхность жидкости [69,70,71,72,73]. Такой вариант мишени представляет существенный интерес, поскольку поверхность жидкости способна восстанавливаться после лазерного воздействия, исключая тем самым необходимость непрерывного смещения мишени. Это, открывает интересные перспективы при создании плазменных источников с высокой частотой следования импульсов вплоть до нескольких кГц.
В выполненных работах была показана, принципиальная возможность создания рентгеновского источника с.использованием мишени в виде жидкого (расплавленного) металла, продемонстрирована его высокая стабильность на протяжении нескольких часов непрерывной работы. В тоже время, в порос об оптимизации параметров такого источника на исследовался. В первую очередь, решение этого вопроса связано с выяснением, физических особенностей во взаимодействии фемтосекундного лазерного импульса с жидкой мишенью, в том числе роль контраста импульса, его поляризации и др.
Таким образом, целью настоящей диссертационной работы явилось экспериментальное выявление особенностей взаимодействия фемтосекундного лазерного импульса с интенсивностью до 1017 Вт/см2 с поверхностью различных расплавленных легкоплавких металлов. В рамках настоящей диссертации проведен комплекс исследований плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным излучением с интенсивностью 1016-1017 Вт/см2 и частотой следования импульсов 10 Гц, с применением рентгеновских, ионных и оптических методов исследования. Основное внимание уделено особенностям формирования горячего электронного компонента плазмы, ответственного за генерацию жесткого рентгеновского излучения и появление быстрого ионного компонента, при изменении ключевых параметров, влияющих на горячий электронный компонент: контраст фемтосекундного лазерного излучения и поляризация этого излучения. В качестве жидкой мишени в работе используются легкоплавкие металлы (галлий, индий, висмут) при температурах, превышающих температуру плавления. Научная новизна
1. Экспериментально обнаружен ряд особенностей во взаимодействии сверхинтенсивного фемтосекундного лазерного излучения (энергия импульса 1 мДж, длительность импульса 50 фс, расчетная интенсивность до 1017 Вт/см2) с поверхностью расплавленных металлов галлия, индия и висмута:
- выход жесткого рентгеновского излучения и средняя энергия горячих электронов существенно возрастают при ухудшении наносекундного контраста от 4x10б до 100 и ниже, причем получаемые величины существенно превышают оценки, выполненные в рамках механизма резонансного поглощения лазерного излучения. Максимальные значения этих величин для мишени галлия при температуре свыше 400 К достигаются при контрасте 30-70;
- напротив, энергия на единицу заряда быстрых и медленных ионов, зарегистрированных вдоль нормали к поверхности мишени, уменьшается с ухудшением контраста лазерного излучения;
- эффективность генерации К-альфа излучения галлия (10.2 кэВ) достигает максимума в 2.5x10 4 при том же значении контраста, что и выход жесткого рентгеновского излучения в целом;
- для s- и р- поляризованного излучения выход тормозного рентгеновского и К-альфа излучений, средняя энергия горячих электронов и ионные энергетические спектры для контраста ниже 160 в пределах ошибки измерения совпадают.
2. Экспериментально продемонстрирована возможность получения тяжелых многозарядных ионов галлия и индия с энергией свыше 1 МэВ при взаимодействии с поверхностью расплавленного металла фемтосекундного лазерного излучения интенсивностью порядка 5x1016 Вт/см2 и контрастом по интенсивности свыше 10 .
Научная и практическая ценность
Использование в качестве мишени для формирования горячей плотной плазмы свободной поверхности расплавленных металлов открывает возможность создания источников рентгеновского излучения, быстрых ионов, у-квантов, нейтронов и т.п. с высокой частотой повторения импульсов. Самообновление поверхности мишени позволяет использовать поверхность жидкости многократно (так как на ней не образуется кратеров), что значительно увеличивает ресурс по количеству выстрелов.
Развитая методика оптического зондирования одним лазерным пучком обеспечивает информацию о временной динамике расширения плазменного факела (методом теневого фотографирования). В целом подходы и методики, развитые в диссертационной работе, могут использоваться для создания различных источников плазменных излучений и частиц с высокой частотой повторения импульсов.
Защищаемые положения
1. Возможно эффективное управление параметрами плазмы (средняя энергия горячих электронов, эффективность генерации жесткого рентгеновского излучения с непрерывным и линейчатым спектром, энергетический спектр быстрых и медленных ионов), создаваемой фемтосекундным лазерным излучением с интенсивностью 10іб-1017 Вт/см2 на поверхности расплавленного металла, если во временной структуре этого излучения содержится предымпульс, опережающий основной импульс на 13 не и имеющий амплитуду в 30-400 раз меньшую, чем основной импульс.
2. Параметры плазмы, формируемой на поверхности расплавленного легкоплавкого металла (галлий, индий, висмут) фемтосекундным лазерным излучением с интенсивностью 1016- 1017 Вт/см2 при частоте следования импульсов 10 Гц, слабозависят от поляризации лазерного излучения. Так, эффективность преобразования по энергии в жесткий рентгеновский диапазон спектра, средняя энергия горячих электронов плазмы и эффективность генерации К-альфа излучения (галлия) совпадают в пределах ошибки измерения при s- и р- поляризации лазерного излучения и наносекундном контрасте по интенсивности менее 400.
3. Взаимодействие фемтосекундного лазерного излучения с интенсивностью порядка 5x1016 Вт/см2 при частоте следования импульсов 10 Гц и контрасте по интенсивности свыше 106 с поверхностью расплавленного металла, имеющего температуру свыше 400 К, приводит к формированию пучка быстрых тяжелых многозарядных ионов основного материала мишени с энергией, превышающей 1 МэВ.
Апробация работы и публикации
Основные результаты исследований, представленных в диссертации, докладывались на следующих научных конференциях: IV и V Международный научный семинар «Математические модели и моделирование в лазерно-плазменных процессах» (Москва, 2007, 2008), Ш Международная конференция «Перспективы нелинейной физики» (Нижний Новгород, 2007), Международная конференция по когерентной и нелинейной оптике ICONO-2007 (Минск, 2007), 5-ый семинар «Комплексные системы заряженных частиц и их взаимодействие с электромагнитным излучением» (Москва, 2007). По теме диссертации опубликовано 7 научных работ, в том числе 2 статьи в отечественных научных журналах (1 журнал из списка ВАК России) и 5 тезисов докладов.
Личный вклад автора
Все изложенные в диссертационной работе оригинальные результаты получены при непосредственном участии автора. Автор внес важный вклад в постановку и проведение экспериментов, обработку экспериментальных данных, а также интерпретацию полученных результатов.
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, пяти разделов и заключения. Работа изложена на 115 страницах, включает 43 рисунка, 4 таблицы и список литературы (общее число ссылок 160).
Поглощение энергии лазерного импульса и нагрев электронов
Воздействие сверхсильного электромагнитного поля на мишень приводит к разогреву поверхности, ионизации и формированию тепловой волны. Температура электронов будет определяться балансом потоков тепла вглубь мишени и потоком тепла от лазерного импульса. При воздействии лазерного импульса с интенсивностью 2-Ю16Вт/см2 и длительностью 50-200 фс на различные вещества заряд (кратность ионизации) ионов плазмы составляет z lO-j-20, а температура электронов Тс находится в диапазоне 200 ч-300 эВ. Изменяя длительность и- интенсивность можно получить различные температуры электронов. Рассмотрим эффекты, происходящие в веществе при воздействии лазерных импульсов с различной длительностью и интенсивностью.
Существует ряд обзоров [1, 7, 10, 74], посвященных проблеме взаимодействия сверхинтенсивного фемтосекундного лазерного излучения с веществом. Отличительной особенностью плазмы, созданной фемтосекундным лазерным импульсом, является то, что за время действия лазерного импульса плазма не успевает существенно расшириться. Более того, модели, описывающие создание плазмы сверхинтенсивным лазерным импульсом, предсказывают некоторое сжатие вещества под действием мощного импульса в случае, когда пондеромоторное давление света на плазму превышает её газокинетиченское давление. Эта особенность во взаимодействии фемтосекундного лазерного импульса с плазмой дает возможность разделить этап вложения энергии и этап расширения плазмы. При описании плазмы, создаваемой лазерным импульсом наносекундной длительности, такое приближение неправомерно.
После окончания лазерного импульса начинается разлет плазмы от мишени. Кроме того, вглубь холодной мишени идет тепловая и ударная волны от горячей плазмы. Распространение тепловой волны вызывает, с одной стороны, разогрев и ионизацию вещества подложки, с другой стороны, приводит к интенсивному охлаждению разогретого импульсом объема плазмы [7]. При воздействии лазерного импульса с интенсивностью 1016 Вт/см2 за время действия импульса например плазма кремния нагревается до температуры 280эВ, вольфрама до 150-200 эВ [45,75]. В плазме, прогретой до нескольких сотен эВ, тепло распространяется со скоростью -0.5 мкм/пс. В плотной расширяющейся плазме электронная теплопроводность успевает выравнивать температуру по всему объему плазмы [76].
Описание взаимодействия излучения с веществом представляет определенную сложность, т.к. результат взаимодействия зависит от большого числа параметров, таких как интенсивность лазерного излучения, его длительность, контраст на пико- и наносекундных масштабах времен. В частности, от них зависит эффективность тех или иных механизмов поглощения энергии лазерного излучения в плазме.
Основным механизмом поглощения энергии лазерного излучения в плотной плазме при интенсивностях, меньших релятивистской, является обратно-тормозное поглощение. Рассмотрим кратко, в чем заключается механизм обратно тормозного поглощения энергии лазерного импульса. Энергия свободного электрона, находящегося в области действия плоской электромагнитной волны, не увеличивается. В данном случае средняя за период работа поля над электроном равна нулю, так как существует сдвиг фаз равный л/2 между полем и скоростью электрона. Ситуация изменяется при наличии в плазме столкновений. Столкновения случайным образом сбивают фазу движения электрона, позволяя ему набирать энергию.
В процессе столкновений происходит термализация кинетической энергии электронов. В плазме твердотельной концентрации частота столкновений имеет порядок 1015Гц. Т.о. за время действия лазерного импульса фемтосекундной длительности успевает произойти 10-100 столкновений. В результате действия столкновительных механизмов поглощения происходит формирование так называемого теплового электронного компонента с распределением по скоростям, близком к максвелловскому.
Вместе с тем, толщина скин слоя немного уменьшается с ростом интенсивности вследствие слабого роста концентрации электронов (и, соответственно падения плазменной частоты) и уменьшения частоты электрон-ионных столкновений. Таким образом, соотношения Ls» Lfp , Ls » Lu характерные для нормального скин эффекта, с ростом интенсивности перестают выполняться - происходит переход в режим аномального скин эффекта [81], в котором основную роль при поглощении излучения играют на столкновительные эффекты, а неоднородность электромагнитного поля в скин слое, в котором движутся электроны. При этом столкновительное поглощение лазерной энергии становится менее эффективным, и дальнейший рост энергии электронов (свыше 0.5 кэВ), происходит за счет ряда других механизмов, которые приводят к генерации так называемой горячей электронной компоненты.
Существенное влияние на режим взаимодействия фемтосекундного лазерного излучения с плотными мишенями играет так называемый контраст лазерного импульса, т.е. наличие коротких предымпульсов, либо протяженного «пьедестала» во временной структуре излучения. Предымпульсы, как правило, появляются вследствие «просачивания» излучения из регенеративного усилителя вследствие неполного закрывания ячеек Поккельса. При этом типичная амплитуда предымпульса, опережающего основной лазерный импульс на 10-15 не, оказывается на несколько порядков меньше, чем амплитуда основного импульса, а его длительность слабо отличается от длительности последнего. Предымпульсы, опережающие основной импульс на единицы-десятки пикосекунд, появляются вследствие переотражений и двулучепреломления в оптических элементах усилителей и, как правило, легко устраняются при правильной компоновке и юстировке оптической схемы. Пьедестал, как правило, имеет длительность 0.1-10 не и связан с суперлюминисценцией оконечных каскадов лазерных усилителей, влиянием некомпенсируемой компрессором дисперсии высоких порядков в оптических элементах усилителей и др. [82]. Задаче об увеличении контраста фемтосекундного лазерного излучения посвящен целый ряд работ [83, 84, 85 ]. В то же время, управление характеристиками контраста (в первую очередь, энергией этой компоненты излучения на пикосекундном временном масштабе), в ряде случаев позволяет управлять параметрами плазмы, формируемой фемтосекундным излучением, в том числе проводить оптимизацию выхода линейчатого и сплошного рентгеновского излучения из плазмы [35;86], управлять формирование протонных пучков [87] и пр. При ухудшении контраста возрастает интенсивность (и плотность энергии) излучения, попадающего на мишень задолго до момента взаимодействия фемтосекундного лазерного импульса с веществом. Если интенсивность этого излучения превышает 1010-1012Вт/см2 (в зависимости от материала мишени), происходит пробой поверхности и образуется плазма с температурой в единицы-десятки электронвольт.
Основные характеристики излучения системы
Для измерения автокорреляционной функции интенсивности использовалась схема, приведенная на Рис. 3.4. Левая половина входного пучка испытывает временную задержку в кварцевой пластине толщиной 1 мм. Правая половина отражается от зеркала и сводится с левой половиной на нелинейном кристалле. Нами использовался кристалл KDP толщиной 800 мкм и синхронизм типа о-о-е. В результате того, что левая половина пучка испытывает задержку в стекле, а правая половина проходит больший путь, отражаясь от зеркала, юстировкой можно добиться равенства оптических путей и совместить части пучка во времени для генерации неколлинеарной второй гармоники. Временная задержка между двумя пучками изменяется вдоль направления X. На ПЗС-линейке получается линейное изображение на частоте второй гармоники, пространственная ширина которого соответствует временной ширине корреляционной функции.
Калибровка прибора осуществляется заменой кварцевой пластинки на аналогичную с меньшей толщиной. Вызванное такой заменой смещение изображения корреляционной функции вдоль координаты X, дает, с учетом разности толщин пластинок и известной дисперсии кварца, калибровку прибора. Измерения показали, что длительность импульса по полувысоте составляет т=51±8 фс.
Как отмечалось в предыдущей главе, помимо длительности импульса большое значение имеет его контраст. В усилителе вместе с основным импульсом может усиливаться спонтанное излучение (суперлюминесценция), что может привести к наличию предымпульса. Кроме того, постимульсы и предымпульсы могут формироваться в результате различных переотражений излучения в оптических элементах системы. Под контрастом понимается отношение пиковой интенсивности- основного импульса к пиковой интенсивности предымпульса или постимпульса.
Контраст системы на наносекундном масштабе определяется, в первую очередь, «просачиванием» излучения предыдущего импульса из цуга генерации регенеративного усилителя через поляризационную развязку ячейку Поккельса. Длительность данного предымпульса после сжатия в компрессоре оказывается немного больше, чем длительность основного импульса, вследствие разного набега фазы при разном числе обходов резонатора регенеративного усилителя. В дальнейшем данный предымпульс эффективно усиливается и в многопроходовом усилителе, поскольку его опережение по отношению к основному импульсу (13 не) существенно меньше времени, на которое импульс накачки кристаллов сапфира опережает основной импульс (150 не). Измерения с использованием быстродействующего PIN диода показали, что контраст по энергии для данного предымпульса составляет от 10 до 400 в зависимости от точности взаимной юстировки поляризаторов и нелинейного кристалла в ячейке Поккельса.
Для увеличения контраста между регенеративным и многопроходовым усилителем была установлена дополнительная ячейка Поккельса, снабженная поляризатором и призмой Плана на выходе. После установки этой ячейки Поккельса контраст на б наносекундном масштабе возрос на четыре порядка и превысил 10 . Для измерения контраста излучения на пикосекундном масштабе времен нами измерялась корреляционная функция интенсивности 3-го порядка, поскольку измерения с использованием корреляционной функции 2-го порядка в силу симметрии последней относительно задержки не позволяет определить временную последовательность событий и, в частности, отличить предымпульс от постимпульса. Измерение корреляционной функции 3-его порядка проводилось с использованием схемы, представленной на Рис. 3.7 по аналогии со схемой [156]. В схеме используется два нелинейно-оптических кристалла В первом кристалле DKDP толщиной 4 мм с синхронизмом о-о-е в коллинеарной схеме генерируется излучение на частоте второй гармоники. Далее с помощью зеркала первая гармоника отделяется от второй и эти излучения неколлинеарным образом (угол схождения пучков -11) сводятся в кристалл DKDP толщиной 1 мм с синхронизмом о-е-о для генерации третьей гармоники. Измеренная корреляционная функция с интервалом задержек до 50 пс приведена на Рис. 3.8. Уровень шумов ФЭУ составлял 1 мВ, что соответствует измерению контраста на уровне 10 . Точками отмечены максимумы боковых и центрального пиков. Линиями одинаковых цветов обозначены пики, отстоящие от центрального на одинаковую задержку. На графике указана случайная ошибка при усреднении по 64 измерениям. Анализ результатов показывает, что все боковые пики корреляционной функции соответствуют постимпульсам. Как показано в работе [156] большинство постимпульсов являются следствием переотражений в элементах самого коррелятора, т. е. «артефактами». В нашем случае наиболее интенсивные постимпульсы с задержками 23 и 46 пс соответствуют пространственной задержке 7 и 14 мм, что кратно толщине пластинки -3,5 мм, разделяющей первую и вторую гармоники в корреляторе. Другие постимпульсы могут быть результатом переотражений между фильтрами. Таким образом, во временной структуре излучения отсутствуют предымпульсы на пикосекундном масштабе времен с амплитудой более 10"5 от амплитуды основного импульса.
Схема эксперимента представлена на Рис. 3.10. Излучение фемтосекундной лазерной системы с параметрами, указанными в предыдущем разделе, поступало на вход камеры взаимодействия. Энергия излучения составляла, как правило, 2 мДж. Для исследования влияния поляризации падающего излучения на параметры формируемой плазмы были созданы два оптических тракта для заводки излучения на мишень, в одном из которых поворот плоскости поляризации осуществлялся с использованием двух повернутых на 90 зеркал. В части экспериментов поворот вектора поляризации осуществлялся поворотом полуволновой пластинки нулевого порядка П вокруг оптической оси.
Излучение фемтосекундной лазерной системы фокусировалось на мишень специально изготовленным безаберрационным объективом с фокусным расстоянием 6 см через одно из окон вакуумной камеры. Угол падения излучения на мишень составлял 45. Именно использование фокусировки с помощью объектива определяло максимальную энергию в импульсе, использованную в эксперименте, поскольку при энергии импульса, превышающей 2 мДж в материале объектива (кварц и тяжелое стекло) начинали образовываться центры окраски и происходила самофокусировка излучения с образованием в объеме линз коротких треков - следов объемного пробоя материала. Качество фокусировки фемтосекундного излучения данным объективом было проверено в специальном эксперименте.
Галлиевая мишень
Температура галлия поддерживалась в 310С, использовалось р-поляризованное излучение, контраст составил порядка.200. Остальные параметры излучения и условия проведения эксперимента соответствуют описанию, данному в предыдущей главе. Для фокусировки излучения использовался объектив, не оптимизированный для фокусировки 50 фс импульсов с длиной волны 800 нм.
В экспериментах использовались следующие наборы фильтров: перед одним ФЭУ стоял фильтр Be (толщина 200 мкм, пропускание по уровню 0.1 Е 2,5 кэВ), а перед вторым ФЭУ мы использовали комбинацию фильтров Ве(200 мкм)+ А1(700мкм), что позволило измерять выход рентгеновского излучения в спектральный диапазон с энергиями 10 кэВ.
Зависимости абсолютного выхода жесткого рентгеновского излучения (канал 1) и средней энергии горячих электронов от номера лазерного импульса представлены на Рис. 4.1. Видна хорошая стабильность этих параметров с номером лазерного импульса, показанная на рисунке сплошной линией, рассчитанной методом бегущего среднего. В среднем абсолютный выход рентгеновского излучения в диапазон 2,5 кэВ составил (2,1±1.2)-10_5%, а средняя энергия горячих электронов составила 9,8 ±4,2 кэВ, Представленные на Рис. 4.16, в соответствующие гистограммы распределн7ий выхода рентгеновского излучения и средней энергии по реализациям показывают, что в основном все реализации лежат в относительно узкой полосе. Следует учесть, что разброс значений, получаемых на выходе рентгеновского детектора со сцинтиллятором Nal составляет порядка 30%.
Попробуем оценить реальную интенсивность на мишени, достигаемую в эксперименте. Согласно обсуждаемым во литературном обзоре механизмам генерации горячих электронов, величина их энергии существенно зависит от механизма ускорения, который определяется, в первую очередь, контрастом. В данном эксперименте лазерный импульс обладал контрастом, равным приблизительно 200 по отношению к предшествующему импульсу регенеративного усилителя. При таком значении контраста интенсивность предымпульса на мишени превышает 1013 Вт/см2, т.е. предымпульс наверняка производит ионизацию и нагрев мишени до состоянии плазмы. Это означает , что уже при таком контрасте поглощение лазерного излучение протекает в режиме резонансного поглощения. Воспользовавшись аппроксимацией, приведенной в литературном обзоре для случая резонансного поглощения, можно оценить интенсивность в 2x1016 Вт/см2. Это значение несколько ниже расчетного, что может быть связано с потерями излучения и временным расплыванием импульса в объективе, не оптимизированном для импульсов с центральной длиной волны 800 нм и шириной спектра 23 нм.
В ходе следующего эксперимента была, реализована возможность управления параметрами плазмы путем изменения контраста излучения. Изначально контраст, как и в предыдущем случае, был равен 200. Приблизительно на 1500м выстреле контраст был существенно снижен (примерно до 10-30), что немедленно отразилось на среднем уровне энергии горячих электронов. На Рис. 4.2 представлены результаты проведенного исследования.
Средняя энергия.горячих электронов в течение первых 1500 выстрелов составляла 10±5 кэВ.! После снижения контраста это значение возросло до 18,5±7кэВ. Воспользовавшись той же аппроксимацией, оценим интенсивность, соответствующую нашим экспериментальным данным, для случаев «высокого» и «низкого» контрастов. В» первом случае, согласно этой оценке, интенсивность составила 2x10 Вт/см , а во втором случае - 5x1016 Вт/см2. Анализ гистограмм, представленных на том же рисунке показывает, что до изменения контраста распределение совпадает с показанным на предыдущем рисунке, а после изменения все распределение сдвигается в область больших средних энергий, причем высокоэнергетичный «хвост» пропадает. Можно предположить, что до ухудшения контраста мы имели малое число высокоэнергетичных реализаций (отвечающих, возможно, иному механизму генерации горячих электронов), а после ухудшения контраста таких реализаций стало подавляющее большинство.
Поскольку изменение контраста не должно приводить к изменению оценок на интенсивность излучения, то становится ясно, что на формирование плазмы и горячих электронов оказывают влияние некоторые другие физические процессы. Эти процессы не учитывались в рассмотренной в литературном обзоре картине взаимодействия сверхкороткого лазерного импульса с плоской границей раздела плазма-вакуум. Для объяснения наблюдаемых отличий можно предложить два физических явления, опирающихся на наличие существенного по амплитуде предымпульса: эффект формирования микрокапель (см. 2.3.3) , либо самофокусировку излучения в однородной по поперечной координате плазме малой плотности [95], приводящую к возрастанию интенсивности и средней энергии горячих электронов, формируемых по механизму резонансного поглощения. В нашем случае мощность излучения составляет 2x10 Вт (при энергии импульса 1 мДж), что сравнимо с порога самофокусировки. Таким образом в наших экспериментальных условиях сложно ожидать эффектов, связанных с как с релятивистской самофокусировкой излучения в плазме, так и с формированием микрокапель предымпульсом.
Результаты эксперимента представлены на Рис. 4.3. Абсолютный выход рентгеновского излучения в диапазон 2,5 кэВ составил 4,6x10"5%. Рост данной величины связан, очевидно, с увеличением атомного номера при переходе от галлия к индию. Средняя энергия горячих электронов составила 24±16кэВ. Анализ распределений показывает, однако, что в этом случае наличие двух составляющих в распределениях выражен даже ярче, чем в случае с галлиевой мишенью (см. гистограммы). Так в распределении средней энергии по реализациям можно выделить одну группу со средней энергией около 12 кэВ и вторую группу (около 40% реализаций) со средней энергией около 30 кэВ и «хвостом» распределения вплоть до 100 кэВ. Отличие среднего значения по первой группе (12 кэВ) от соответствующего значения, полученного для галлиевой мишени, может быть связано как с несколько возросшей энергией лазерного импульса, так и с отличием во взаимодействии предымпульса с расплавленным металлом. В первую очередь, увеличение атомного номера может привести к изменению пространственного масштаба электронной плотности. Кроме того, в экспериментах, описываемых в настоящем разделе, контраст излучения не контролировался перед каждым экспериментом.
Эксперименты с висмутом проводились при его нагреве до 315С. Использовалось Р-поляризованное излучение, энергия в импульсе воздействующего излучения составляла, как и в эксперименте с индием, 850 мкДж. Наносекундный контраст специально не измерялся и составлял, по оценкам не хуже 200. Перед вторым ФЭУ использовалась комбинация фильтров из Ве(200мкм)+А1(700мкм)+Та(52мкм), вьфезающая диапазон энергий - Е 25 кэВ. Первый фильтр по-прежнему- обеспечивал регистрацию рентгеновских квантов с энергиями свыше 2,5 кэВ, остальные условия эксперимента оставались прежними.
Результаты данного эксперимента представлены на Рис. 4.4. Среднее значение абсолютного выхода рентгеновского излучения в диапазон 2,5 кэВ составило (1±0.5)-10" 3%, а средняя энергия горячих электронов составила 40±1б кэВ. Увеличение абсолютного выхода жесткого рентгеновского излучения связано с увеличением атомного номера мишени.
Влияние поляризации и контраста на ионные токи для галлиевой мишени
Во временной структуре тока хорошо заметен целый ряд пиков, помеченных номерами от 1 до 15. Наличие такой «мелкой» структуры ионного тока связано, очевидно, с регистрацией МКП тока, интегрального по зарядовому и атомному составу. Поскольку температура жидкого металла достаточно высока, поверхность мишени должна быть свободна от водяных и углеводородных пленок, адсорбированных на поверхности обычных мишеней и существенно затрудняющих анализ ионных сигналов [59]. В дальнейшем мы предполагаем, что ионный ток формируется исключительно ионами основного материала мишени (в данном случае -галлия) с возможным включением ионов кислорода вследствие окисления поверхности галлия. При этом известно, что ионы кислорода, находящиеся на поверхности мишени, эффективно ионизуются и ускоряются до скоростей больших, чем ионы основного материала мишени [73]. Каждый пичок в сигнале ионного тока соответствует регистрации ионов с определенным зарядом. В случае фемтосекундной лазерной плазмы распределение ионов по энергии определяется температурой- (средней энергией) электронов. Поскольку, в плазме существует несколько (по крайней мере - 2) электронных компонентов с различной средней энергией, то и в ионном токе обычно наблюдаются несколько групп ионов (с различным зарядовым составом) и средней энергией пропорциональной произведению температуры соответствующего электронного компонента Т и заряда иона Z. Таким образом предполагается одновременность ускорения ионов всех зарядов и номер пичка m ионов с определенным зарядом Zra должен быть линейно связан с зарядом этих ионов. На Рис. 5.4 хорошо заметны по крайней мере три группы ионов: пички 1 и 2 и пички со 3-его по 13-ый и широкий максимум 14.
Для каждого пичка нами «измерялась» временная задержка относительно момента образования плазмы и, с учетом времяпролетной базы спектрометра (30 см) рассчитывалась скорость и энергия соответствующих ионов галлия. Типичная зависимость энергии ионного пичка от его номера для данных, приведенных на Рис. 5.4 представлена на Рис. 5.5. Данные для пичков 1 и 2 на этом рисунке не приведены, поскольку для этих пичков энергии значительно выше. Эту группу ионов мы обсудим несколько позднее. Из Рис. 5.5 видно, что зависимость энергии второй группы пичков от их номера не может быть аппроксимирована линейной функцией их номера m вида Em = nz0-m\ (5.1) где Z0 - неизвестный параметр. Это означает, что эту группу пичков необходимо разделить на меньшие группы, в пределах каждой их которых возможна указанная линейная аппроксимация. Такой результат, в принципе, не должен вызывать удивления, поскольку разделение горячих электронов на два компонента является условной процедурой: на самом существенная часть электронов претерпевает нагрев как за счет столкновительных, так и за счет бесстолкновительных процессов. Коме того, возможен вклад именно на фронте тяжелых ионов должны располагаться более легкие ионы кислорода.
На Рис. 5.5 приведена линейная аппроксимация пичков с номером 14 т б. В этом диапазоне номеров линейная аппроксимация дает следующие значения для параметров: Т = 0.23 + 0.02 кэВ, Z0 = 20.4 + 0,5. Таким образом пичку с номером 13 соответствует заряд иона равный 7. ГТичок с номером 7 соответствует иону с зарядом 13, т.е. иону галлия, с полностью заполненными 1-3 оболочками. Ионы с большим зарядом имеют существенно больший потенциал ионизации и поэтому практически отсутствуют в ионном сигнале. Кроме того, существенной может оказаться и роль рекомбинации при пролете до детектора за счет столкновений с атомами остаточного газа (порядка 1 столкновения в наших экспериментальных условиях). Важным является тот факт, что полученная оценка на температуру электронов плазмы находится в хорошем согласии с известными экспериментальными данными и простыми теоретическими оценками на температуру тепловых электронов плазмы:
Пички с номерами 3-5 на Рис. 5.4 формируют вторую группу ионов, в то время как пичок 6 находится в переходном положении, от одной группы к другой. Линейная аппроксимация для этой группы пичков дает: Т = 1.1 + 0.1 кэВ, Z0 = 8.3 + 0.5. Таким образом, эти пички можно связать с ионами галлия с зарядами 3+ - 5+. Хотя этот факт и можно связать с ускорением небольшого числа ионов галлия на фронте лазерного импульса (в этот момент заряд ионов может быть невысок), более правдоподобной представляется другая гипотеза, связывающая данные пички с ионами кислорода. Пересчет энергий пичков на случай кислорода (с учетом различия в атомных массах галлия и кислорода) дает хорошую линейную аппроксимацию с параметрами Т = 0.27 + 0.04 кэВ, Z0 = 8.1 ± 1. Следует отметить согласие оценок на температуру плазмы, полученную для ионов галлия с аналогичной оценкой, полученной в предположении о наличии ионов кислорода на фронте ионов галлия. Таким образом пички 3-5 скорее всего соответствуют регистрации ионов кислорода с зарядами меньше 6+. Отсутствие водородо-и гелиоподобных ионов кислорода связано, очевидно, с существенным возрастанием потенциала ионизации для таких ионов и, возможно, их рекомбинацией при пролете до детектора.
Широкий максимум, отмеченный номером 14 на анализируемом графике в ряде случаев также может быть разложен на ряд пичков. В частности в случае контраста 160 это дает температуру в 100 эВ и заряды ионов порядка 10- 15+. Появление такого рода компонента в ионном токе связано, по-видимому, с процессами, происходящими в процессе остывания плазменного слоя на поверхности мишени.
Пички 1 и 2 на Рис. 5.4 соответствуют регистрации быстрых ионов, ускоренных горячим электронным компонентом. Исходя из проведенного выше анализа следует предположить, что больший пик (№2) соответствует регистрации ионов галлия, а пик 1 -регистрации ионов кислорода. В этом случае энергия ионов первого пика - 125 кэВ, а второго - 171 кэВ. С учетом того, что средняя энергия горячего электронного компонента при контрасте 35 для случая s-поляризованного излучения была нами ранее оценена в 24 кэВ, можно предположить, что речь идет о регистрации ионов кислорода с зарядом порядка 5+ и ионов галлия с зарядом порядка 7+, что с учетом рекомбинации представляется вполне удовлетворительной оценкой на зарядовый спектр быстрых ионов.
Аналогичный анализ был нами проведен для всех полученных данных при различных значениях контраста и поляризации излучения. Во всех случаях, кроме случая максимального контраста описанная выше процедура дала разумные результаты. Прежде чем перейти к анализу этих результатов рассмотрим подробнее особенности, выявленные при измерениях с максимальным контрастом.
Ионный ток, полученный в этом режиме взаимодействия представлен на Рис. 5.46. Аппроксимация характерных энергий пиков 4-6 (ионами кислорода) и 7-13 (ионами галлия) дает температуру тепловых электронов в 580±70 эВ и 590±80 эВ соответственно. Разумной представляется и оценка значения энергии ионов пика №2 в 700 кэВ. В тоже время для пика №3 энергия ионов оценивается в 10 кэВ для ионов кислорода и не соответствует полученной линейной аппроксимации (см. Рис. 5.56). Пересчет энергии максимума на энергию протона дает оценку в 650 эВ превосходно согласующуюся с остальными данными. Таким образом в случае высокого контраста в ионном токе появляются протоны, отвечающие ускорению тепловыми электронами. К этому факту мы вернемся при обсуждении всей совокупности полученных данных (рентгеновских, ионных и оптических) в заключительной части работы. Отметим также отсутствие пика, соответствующего регистрации быстрых ионов кислорода (и протонов) в случае высокого контраста излучения, что может быть связано с его «поглощением» пиком, соответствующим регистрации электронов и рентгеновского излучения плазмы.
