Содержание к диссертации
Введение
Часть I. Аппаратно-программный комплекс для моделировании и диагностики высокотемпературной плазмы фемтосекундного лазерного импульса 20
Глава 1. Взаимодействие фемтосекундного лазерного импульса с твердотельными мишенями: основные особенности и численное моделирование 21
1.1. Взаимодействие фемтосекундных лазерных импульсов с плотной плазмой 21
1.1.1. Общая картина процессов, протекающих в плазме, формируемой фемтосекундным лазерным импульсом субрелятивистской интенсивности 21
1.1.2. Бесстолкновительное поглощение и генерация горячих электронов в плазме фемтосекундного лазерного импульса: основные закономерности и особенности 26
1.1.3. Ускорение электронов и ионов в плазме фемтосекундного лазерного импульса 29
1.2. Численное моделирование плазмы фемтосекундного лазерного импульса при умеренных интенсивностях 35
1.2.1. Одномерная двухтемпературная гидродинамическая модель с нестационарной кинетикой ионизации и ограниченным тепловым потоком 35
1.2.2. Моделирование эволюции плазмы на наносекундном масштабе времен 46
Глава 2. Экспериментальная диагностика плазмы фемтосекундного лазерного импульса 52
2.1. Измерение электронного спектра плазмы фемтосекундного лазерного импульса 53
2.2. Диагностика электронного компонента плазмы фемтосекундного лазерного импульса по измерению рентгеновского излучения плазмы 59
2.2.1. Исследование теплового электронного компонента плазмы 59
2.2.2. Исследование горячего электронного компонента плазмы 68
2.2.3. Оценка средней энергии горячего электронного компонента плазмы 77
2.3. Диагностика ионного тока плазмы фемтосекундного лазерного импульса 90
2.3.1. Роль горячих электронов в ускорении ионов плазмы 90
2.3.2. Исследование зарядового состава ионного тока плазмы 98
2.3.3. Формирование ионного тока плазмы при наличии примесного слоя на поверхности мишени 109
2.5. Лазерные системы, использованные в экспериментах 122
2.6. Система управления, контроля и автоматизации экспериментов по взаимодействию фемтосекундных лазерных импульсов с плазмой 125
Выводы к части I 128
Литература к части I 131
Часть II. Управление свойствами и инициирование низкоэнергетических ядерных процессов в плазме фемтосекундного лазерного импульса 145
Глава 3. Модификация поверхностного слоя мишени для управления свойствами плазмы фемтосекундного лазерного импульса 145
3.1. Перегрев плазмы фемтосекундного лазерного импульса в тонкопленочных мишенях 146
3.1.1. Численное моделирование взаимодействия фемтосекундного лазерного импульса с тонкопленочными мишенями 147
3.1.2. Экспериментальное исследование перегрева углеродных свободновисящих пленок под действием фемтосекундного лазерного импульса 150
3.1.3. Численное моделирование взаимодействия фемтосекундного лазерного импульса со свободновисящими пленками тяжелых металлов 158
3.2. Управление свойствами плазмы фемтосекундного лазерного импульса в плотных мишенях с модифицированной поверхностью 161
3.2.1. Экспериментальное исследование взаимодействия фемтосекундного лазерного импульса с высокопористым кремнием 163
3.2.2. Особенности взаимодействия с плотными наноструктурированными мишенями 172
3.2.3. Генерация горячих электронов и быстрых ионов в лазерно-модифицированных мишенях 178
3.3. К возможности эффективной генерации нейтронов в плазме фемтосекундного лазерного импульса с использованием модифицированных мишеней 191
3.4. Усиление локального поля в плазме фемтосекундного лазерного импульса, сформированной на модифицированной поверхности мишени 195
3.4.1. Генерация поверхностных электромагнитных волн при взаимодействии фемтосекундного лазерного импульса с плотной горячей плазмой 195
3.4.2. Возрастание локального поля при взаимодействии с синусоидально модулированной поверхностью 197
3.3.1. Возрастание локального поля при взаимодействии со случайно-неоднородной (пористой) поверхностью 201
Глава 4. Инициирование низкоэнергетических ядерных переходов в плазме фемтосекундного лазерного импульса 206
4.1. Возбуждение атомных ядер в горячей плотной плазме 208
4.2. Экспериментальное наблюдение гамма-распада изомерного уровня 81тТя 219
4.2.1. Формирование плазмы фемтосекундными лазерными импульсами 223
4.2.2. Формирование плазмы субпикосекундными лазерными импульсами 230
4.3. Возбуждение низкоэнергетических ядерных переходов в плазме фемтосекундного лазерного импульса 235
4.3.1. Особенности возбуждения низкоэнергетических уровней изотопов 235
4.3.2. Роль горячих электронов при возбуждении низкоэнергетических ядерных уровней 241
4.3.3. Влияние динамики параметров плазмы на эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных уровней 244
4.4. Применение эффекта возбуждения низкоэнергетических ядерных уровней в плазме фемтосекундного лазерного импульса 248
4.4.1. Ускорение распада из изомерного ядерного состояния 248
4.4.2. Многоквантовое фотовозбуждение ядерных уровней 250
4.4.3. Блокировка внутренней конверсии 253
4.4.4. К возможности разделения изотопов за счет фотовозбуждения низкоэнергетического изомерного ядерного уровня 262
Выводы к части II 267
Литература к части II 270
Заключение 286
- Ускорение электронов и ионов в плазме фемтосекундного лазерного импульса
- Роль горячих электронов в ускорении ионов плазмы
- Экспериментальное исследование перегрева углеродных свободновисящих пленок под действием фемтосекундного лазерного импульса
- Экспериментальное исследование взаимодействия фемтосекундного лазерного импульса с высокопористым кремнием
Введение к работе
Актуальность темы
Выдвинутая в начале 60-х годов 20-го века идея управляемого лазерного термоядерного синтеза определила ключевую роль сверхмощных лазерных систем в исследованиях по физике высокотемпературной плазмы и проблеме поведения вещества в экстремальном состоянии.
Последнее десятилетие 20-го века ознаменовалось бурным прогрессом в разработ
ке и создании нового поколения твердотельных лазеров и лазерных систем, генерирую
щих импульсы фемтосекундной длительности (1 фс=10" с). Фемтосекундные лазерные
системы, обладая малой длительностью светового импульса (10-1000 фс), обеспечивают
пиковую мощность вплоть до ПВт (1 ПВт=10 Вт) и при фокусировке лазерного излуче
ния дают возможность получить огромную интенсивность в диапазоне 10 -10 Вт/см .
Создание фемтосекундных лазерных систем «настольного типа», генерирующих импуль
сы с энергией в единицы-сотни миллиджоулей в различных областях спектра, дало воз
можность продвинуться в решении ряда задач, связанных с высокотемпературной лазер
ной плазмой, и открыло новые перспективы для нелинейной квантовой электродинамики,
ядерной физики и лазерного термоядерного синтеза, в создании принципиально нового
поколения источников излучения сверхкороткой длительности в ВУФ, рентгеновском и
гамма-диапазонах спектра. Действительно, такое сверхинтенсивное излучение позволяет
получать сверхсильное световое поле, недоступное для получения другими способами в
лабораторных условиях (при интенсивности напряженность светового поля
превышает напряженность внутриатомного в атоме водорода 'а>10 В/см). В режиме сверхсильного светового поля оказывается возможным изучать фундаментальные свойства вещества в сильно неравновесных, экстремальных состояниях, а также проводить ядерно-физические эксперименты с использованием корпускулярного и электромагнитного излучений из лазерной плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом (плазма ФЛИ).
Для плазмы ФЛИ существенным оказывается определение диапазона значений основных параметров лазерного излучения для получения плазмы с оптимизированными характеристиками: электронной температурой (в том числе с точки зрения генерации горячих электронов) и кратностью ионизации, максимальным потоком рентгеновского излучения в определенном спектральном интервале и др. Наиболее часто используется подход, связанный с оптимизацией параметров лазерного импульса и, в первую очередь, интенсивности излучения на мишени. Свойства мишени учитываются, в основном, с точки зрения ее атомного состава.
Управление свойствами плазмы ФЛИ возможно при модификации структуры поверхности мишени: использовании решеток, лазерной модификации поверхности, либо формировании на поверхности наноструктурированного слоя. Это приводит к более эффективному разогреву плазмы, повышению температуры ионов и горячих электронов и, как следствие, к эффективной генерации жесткого рентгеновского излучения и ускорению ионов, что, в частности, может быть использовано при инициировании низкоэнергетических ядерных процессов с помощью ФЛИ.
Переход к импульсному лазерному излучению фемтосекундной длительности и субпетаваттной пиковой мощности является достаточным условием для ускорения электронов плазмы до энергий, необходимых для прямого инициирования целого спектра ядерных процессов: возбуждение ядерных уровней, термоядерные реакции, реакция деле-
ния и наработка нестабильных изотопов, генерация ультракоротких импульсов элементарных частиц и др.
Ядерные процессы в плазме ФЛИ возникают также при субрелятивистских или «умеренных» интенсивностях 1М <10 Вт/см , намного меньших так называемого релятивистского предела QR =IRA « 5,48-10 Вт/см мкм (Я - длина волны лазерного излучения), когда классическая осцилляторная энергия электрона во внешнем электромагнитном поле становится порядка его энергии покоя тес2 ;*511 кэВ. Это связано с формированием при интенсивности в 100-1000 ПВт/см плазмы с плотностью сильно ионизованных ионов близкой к плотности твердого тела и температурой электронов до 1000 эВ. Одновременно в такой плазме формируется и «горячий» электронный компонент со средней энергией электронов, пропорциональной интенсивности лазерного излучения и достигающей десятков кэВ при / ~ 100 ПВт/см . Плазма ФЛИ, получаемая при аналогичной интенсивности, обеспечивает значительно большие температуру и плотность электронов и ионов, чем плазма, создаваемая лазерными импульсами большей длительности. Кроме того, такой режим облучения, с нашей точки зрения, представляет существенный интерес для приложений в силу относительной доступности и эксплуатационной надежности лазерных установок такого класса.
Именно наличие, уже при умеренных интенсивностях, в плазме ФЛИ горячего электронного компонента позволило поставить вопрос о возможности инициирования в такой плазме ядерных процессов, имеющих низкий порог реакции или возбуждения, либо так называемых безпороговых ядерных процессов. Такие процессы в дальнейшем для краткости мы будем называть низкоэнергетическими ядерными процессами, и именно их рассмотрение является одной из ключевых задач настоящей диссертации. К числу таких процессов относится, в первую очередь, возбуждение ядерных уровней изотопов и изомеров с энергией менее 20 кэВ, а также различные термоядерные реакции. Следует отметить, что режим умеренных интенсивностей может оказаться оптимальным не только для экспериментальной регистрации низкоэнергетических ядерных процессов, но и для их последующего применения: переход в режим релятивистского взаимодействия, с одной стороны, резко увеличивает поток ядерного излучения различной природы из плазмы ФЛИ, существенно затрудняя тем самым экспериментальную регистрацию, а с другой, приводит к рассогласованию энергетического спектра «излучения накачки» (электроны, ионы, фотоны) с оптимальным для инициирования такого типа процессов спектром.
Таким образом, актуальность работы определяется рядом обстоятельств. Во-первых, исследование процессов, протекающих при взаимодействии фемтосекундных лазерных импульсов с плазмой, с необходимостью предполагает развитие новых и адаптацию существующих методов и алгоритмов анализа плазмы (в том числе ее горячего электронного компонента), а также ее модельного описания. Во-вторых, существенное влияние на формирование плазмы ФЛИ оказывает структура и морфология поверхностного слоя мишени, что, в частности, может быть использовано для управления параметрами плазмы ФЛИ. В-третьих, совокупность уникальных параметров, характерная для плазмы ФЛИ, предполагает возможность инициирования в такой плазме целого спектра низкоэнергетических ядерных процессов. Для их исследования необходимо развитие как экспериментальных методик регистрации ядерных процессов в плазме, так и теоретических моделей, их описывающих.
Цели диссертационной работы
Ключевые цели работы могут быть сформулированы следующим образом:
1. Создание аппаратно-программного комплекса для диагностики высокотемператур-
ной плотной плазмы фемтосекундного лазерного импульса, в том числе методов характеризации горячего электронного компонента по различным его проявлениям от измерения спектра электронов до исследования генерации рентгеновского излучения и ионного спектра плазмы. Создание численной модели плазмы ФЛИ для исследования пространственно временной динамики плазмы, интерпретации и обработки результатов экспериментов;
Разработка методов управления свойствами плазмы ФЛИ за счет модификации свойств поверхностного слоя твердотельных мишеней: температурой тепловых и горячих электронов, зарядовым составом плазмы, светимостью в рентгеновском диапазоне спектра и другими;
Обнаружение возбуждения низкоэнергетических ядерных уровней в плазме ФЛИ при субрелятивистских интенсивностях и теоретическое исследование особенностей этого процесса в плазме ФЛИ.
Научная новизна
Предложен и реализован метод оценки в каждой экспериментальной реализации средней энергии горячих электронов плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом интенсивностью порядка 10 ПВт/см . Метод основан на одновременном измерении энергии жесткого рентгеновского излучения в двух спектральных диапазонах.
Обнаружено формирование отрицательных высокоэнергетических ионов с энергией до 35 кэВ при расширении плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом интенсивностью порядка 10 ПВт/см .
Проведено измерение энергетического спектра электронов плазмы при интенсивности фемтосекундного лазерного импульса порядка 10 Вт/см и подтверждено наличие двух электронных компонентов в такой плазме.
Показано, что при облучении сверхтонких свободновисящих углеродных пленок фемтосекундным лазерным импульсом интенсивностью порядка 5 ПВт/см , происходит перегрев плазмы, смещение ионизационного равновесия и повышение эффективности генерации рентгеновского излучения в области «водяного окна» 2-4 нм.
Обнаружено, что использование высокопористого кремния (пористость свыше 5) в качестве мишени при воздействии фемтосекундного лазерного импульса интенсивностью свыше 10 ПВт/см позволяет существенно повысить среднюю энергию горячего электронного компонента и темп роста средней энергии с интенсивностью ФЛИ при неизменной полной энергии горячего электронного компонента, а так же увеличивает эффективность генерации жесткого рентгеновского излучения с энергией квантов свыше 5 кэВ.
Зарегистрирован гамма-распад низкоэнергетического изомерного уровня стабильного изотопа Та (энергия возбуждения 6,238 кэВ, время жизни 6 мкс) при его возбуждении в плазме, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом интенсивностью 20 ПВт/см .
В численном эксперименте обоснована определяющая роль горячего электронного компонента при возбуждении низкоэнергетических ядерных переходов в плазме, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом с интенсивностью свыше 10 ПВт/см2.
Определены условия, при которых возможен запрет распада низкоэнергетического ядерного состояния Hg с энергией 1,561 кэВ через процесс внутренней электронной конверсии при его возбуждении в плазме, создаваемой фемтосекундным ла-
зерным импульсом интенсивностью порядка 10 ПВт/см .
Практическая ценность работы определяется возможностью применения созданного аппаратно-программного комплекса в целом и развитых экспериментальных методов исследования по отдельности, для исследования лазерной плазмы и при создании перспективных лазерных фемтотехнологий. Наиболее существенным представляется в этой связи возможность использования метода оценки средней энергии горячего электронного компонента при экспресс -диагностике и контроле экспериментов по взаимодействию ФЛИ с плазмой.
Стремительное развитие фемтосекундных лазерных технологий и создание фемто-секундных систем настольного типа с частотой повторения до нескольких кГц и интенсивностью сфокусированного пучка свыше 100 ПВт/см позволяет рассматривать полученные результаты как основу для практического применения эффекта возбуждения низкоэнергетических ядерных уровней в плазме.
Развитые методы и подходы могут найти широкий спектр применений в таких областях как физика плазмы и ядерная физика, в том числе для решения следующих задач, носящих прикладной и фундаментальный характер:
диагностика плотной горячей лазерной плазмы;
создание квазимонохроматических и широкополосных источников рентгеновского излучения пикосекундной длительности;
создание квазимонохроматических источников корпускулярного излучения пикосекундной длительности - протонов, нейтронов, а-частиц и т.п.;
диагностика и спектроскопия низкоэнергетических ядерных уровней стабильных изотопов и близко расположенных ядерных уровней метастабиль-ных изомерных состояний;
исследование процессов внутренней конверсии и иных каналов распада в сильно ионизованных атомах;
возбуждение и распад метастабильных ядерных уровней при низкоэнергетическом возбуждении как способ получения положительного энергетического выхода или создания инверсии населенности на ядерных переходах.
разделение изотопов, обладающих низкоэнергетическими ядерными уровнями.
Защищаемые положения
Созданный комплекс методик и алгоритмов позволяет проводить исследования горячего электронного компонента плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом интенсивностью в 0,5-50 ПВт/см и энергией менее 1 мДж, на основе измерения и анализа электронных, рентгеновских и ионных спектров плазмы;
Средняя энергия горячего электронного компонента в каждой экспериментальной реализации может быть получена по измерению выхода жесткого рентгеновского излучения из плазмы ФЛИ в двух спектральных интервалах;
Модификация свойств приповерхностного слоя мишени обеспечивает управление свойствами плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом интенсивностью порядка 10 ПВт/см , без изменения параметров лазерного излучения: температурой теплового и горячего электронного компонентов, эффективностью конверсии в рентгеновское излучение плазмы в диапазоне энергий квантов 0,1-0,5 кэВ и свыше 5 кэВ;
В плазме, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом интенсивностью порядка 10 ПВт/см , реализуются условия, обеспечивающие возбуждение низкоэнергетических ядерных переходов с эффективностью, достаточной для эксперимен-
тальной регистрации эффекта по наблюдению гамма-распада этих уровней;
Основной вклад в возбуждение ядерных уровней с энергией свыше 1 кэВ в плазме ФЛИ вносит горячий электронный компонент плазмы. На процесс возбуждения и распада низкоэнергетических ядерных уровней в плазме ФЛИ существенное влияние оказывает динамика параметров плазмы;
Передний фронт ионного тока плазмы, образуемой фемтосекундным лазерным импульсом при воздействии на твердотельную мишень при вакууме до 10" Тор, формируется ионами водорода, углерода и кислорода, присутствующими в приповерхностном слое мишени. Эффективная очистка поверхности мишени к моменту формирования плазмы фемтосекундным лазерным импульсом может быть обеспечена нагревом поверхности лазерным импульсом, опережающим фемтосекундный лазерный импульс менее, чем на 1 мс;
При давлении остаточного газа в камере взаимодействия 10" Тор расширение, остывание и рекомбинация плазмы ФЛИ при интенсивности порядка приводят к формированию отрицательных ионов для атомов, имеющих энергию сродства к электрону свыше 0,1 эВ. Энергетический спектр отрицательных ионов совпадает с энергетическим спектром положительных однократно заряженных ионов того же элемента.
Апробация работы и публикации
Основные результаты исследований, представленных в диссертации, докладывались и обсуждались на следующих научных конференциях: XIV-XVII Конференциях по когерентной и нелинейной оптике (Ленинград, 1991; Санкт Петербург 1995; Москва 1998; Минск 2001), Квантовая электроника и лазеры (Балтимор, 1990), Высокоскоростная фотография, фотоника и метрология быстропротекающих процессов (Москва, 1991), Лазерные технологии (Прага, 1995; 1999), IX и X Международные симпозиумы по сверхбыстрым процессам в спектроскопии (Триест, 1995; Тарту 1997), Фемтохимия (Лозанна, 1995), X и XI Конференции по сверхбыстрым явлениям (Сан-Диего, 1996; Гармиш-Парстенкирхен, 1998), 2 и 3 Международные симпозиумы по современным проблемам лазерной физики (Новосибирск, 1997, 2000), Первое совещание по индуцированной гамма-эмиссии (Предиал, 1997), Международная конференция по сверхсильным полям в плазме (Варенна, 1997; Варенна 2001), Германо-российский лазерный симпозиум (Мюнхен, 1998), 7-11 Международные симпозиумы по лазерной физике (Берлин, 1998; Бордо, 2000; Москва, 2001; Братислава, 2002, Гамбург, 2003), Применение сверхсильных световых полей и коротковолновых источников VIII (Потсдам, 1999), 2-6 Итало-российские симпозиумы по сверхбыстрой оптической физике (Москва, 1999; Палермо, 2000; Санкт-Петербург, 2001; Москва, 2002, 2003), Сверхинтенсивные лазеры и их применение (Элоунда, 1999; Пиза, 2000), X и XI Конференция «Оптика лазеров» (Санкт-Петербург, 2000, 2003), Вторая международная конференция «Фундаментальные проблемы лазерной физики» (Саратов, 2000), Конференция по лазерам и электрооптике (Сан-Франциско, 2000; Балтимор, 2002), Рентгеновская оптика 2001 (Нижний Новгород, 2001), 4е и 5е Совещание AFOSR по изомерным ядрам (Туссон, 2001, Гамбург, 2003), Лазерные и лазерно-информационные технологии (Суздаль, 2001), Международная конференция по квантовой электронике (Москва, 2002), Взаимодействие сверхсильных световых полей с веществом (Хайяма, 2002), Международная конференция «Излучение большой энергии и вещество» (Варенна, 2003).
По теме диссертации опубликована 61 работа в реферируемых научных изданиях, в том числе 39 статей в отечественных и зарубежных научных журналах и 22 статьи в сборниках и трудах конференций, а также более 60 тезисов докладов.
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, двух частей (в составе четырех глав) и заключения. Работа изложена на 292 страницах, включает 109 рисунков, 10 таблиц и списки литературы (по частям, общее число ссылок 404, включая пересекающиеся).
Личный вклад автора
Все изложенные в диссертации оригинальные результаты получены автором, либо при его непосредственном участии. Автором осуществлялся выбор направлений, объектов и методов исследования, разработка методик измерений и обработки результатов, постановка экспериментов и их проведение.
Ускорение электронов и ионов в плазме фемтосекундного лазерного импульса
При повышении интенсивности все более существенная часть энергии лазерного импульса начинает расходоваться на бесстолкновительное ускорение электронов (вплоть до 50% [37, 38, 39]). Уже при Q \ магнитная компонента силы Лоренца, действующей на электрон, —[vxfi], становится сравнимой с ее электрической компонентой еЕ . Это приводит к ускорению электронов за счет отклонения их траектории движения от прямолинейной (при линейной поляризации излучения) — так называемый нагрев за счет [vx5j [40], а также к ускорению стоячей волной, образующейся на границе раздела вакуум-плазма [41, 42, 43]. При этом «температура» электронов определяется градиентом пондеромоторного потенциала и составляет
Анализ электронных спектров плазмы при релятивистских интенсивностях показывает [44], что часть электронов плазмы ускоряется до энергий, существенно превышающих оценку по формуле (1.18), в связи с чем оказалось необходимым рассмотрение иных возможных механизмов ускорения электронов.
При релятивистских интенсивностях экспериментально достижимый контраст ФЛИ недостаточен для предотвращения формирования предымпульсом плазмы низкой плотности с характерным пространственным масштабом в 1-100 мкм. Уже с начала 90-х годов было известно, что взаимодействие ФЛИ с плазмой низкой плотности приводит к целому ряду новых эффектов: релятивисткой самофокусировке и са-моканалированию (см., например, [45]), генерации квазистационарных магнитных и электрических полей [46, 47] и, наконец, появлению новых механизмов ускорения электронов. Первый из таких механизмов - усиление в кильвальтерной волне в однородной плазме малой плотности [48] рассматривался в целом ряде работ, в том числе обзорного характера [49, 50]. Однородная протяженная плазма низкой плотности создавалась при воздействии на газ [51, 52, 53, 54], либо при испарении тонких полимерных пленок лазерным предымпульсом [55, 56]. Энергия электронов составила 70 МэВ [54] при использовании газовой струи и ФЛИ т«30фс при Q-5, и 30 МэВ [56] при использовании тонкопленочной мишени и ФЛИ т«30фс при. Q - 20. Максимальное ускорение достигалось при максимальной интенсивности и параметрах плазмы, соответствующих условию для квазирезонансного возбуждения электронных волн максимальной амплитуды пе « 3 10" / г2.
В ряде работ эти механизмы ускорения привлекались и для объяснения ускорения электронов при воздействии ФЛИ релятивисткой интенсивности на твердотельные мишени [44]. При этом считалось, что собственно ускорение электронов происходит в разлетной плазме, создаваемой предымпульсом. Однако, расчет методом крупных частиц (РІС) [57, 58, 59, 60] показал, что при плотности плазмы порядка критической более существенным является иной механизм, связанный с поперечными бетатронными оспилляциями электрона в квазистатическом поле плазменного канала. Максимальное ускорение электрон получает в том случае, когда бетатронная частота совпадает с частотой лазерного излучения в системе отсчета электрона. В частности расчеты показали, что спектр электронов имеет больцмановский вид с температурой 15 МэВ при Q 20 и простирается вплоть до 150 МэВ в хорошем соответствии с данными [44]. В работе [58] также было показано, что температура электронов нарастает с увеличением масштаба L, выходя на насыщение при -50 мкм. Следует отметить, что параметр L в работе [44] оценивался авторами как раз в 1-50 мкм.
Иной механизм ускорения электронов вблизи границы плотной плазмы был предложен в работе [61] для случая L«X. Энергия, набираемая электроном, находящимся в вакууме, в релятивистском режиме может быть записана в виде
Наличие резкой границы плазма-вакуум имеет принципиально важное значение в этой модели, поскольку, по аналогии с вакуумным нагревом, обеспечивает возможность для ускоряемого вблизи границы раздела электрона покинуть область существования электромагнитного поля, сохранив набранную энергию. Согласно (1.19) при Q-20 температура электронов может достигать 20 МэВ. По-видимому, такой механизм ускорения электронов может оказаться эффективным при условии предварительного сжатия плазмы световым импульсом.
При релятивистских интенсивностях в плазме формируются пучки электронов [44, 62, 63], причем наиболее эффективно ускоряются.электроны, находящиеся в плазме низкой плотности вблизи поверхности мишени. В силу конечных размеров фокусного пятна градиент электрического поля существует и поперек лазерного пучка. В результате электромагнитная волна выталкивает электроны из области взаимодействия, формируя канал с пониженной плотностью электронов. Основной поток электронов движется в виде направленного пучка, дополнительную коллимацию которого обеспечивает магнитное поле тока движущихся электронов [47, 64].
. Таким образом, взаимодействие ФЛИ с твердотельными мишенями характеризуется эффективной генерацией так называемых горячих электронов с «температурой» от единиц кэВ при / 10 Вт/см2 до десятков МэВ при релятивистских интенсивностях.
Жесткое рентгеновское излучение служит индикатором наличия в плазме электронов больших энергий. Уже в работе [65] {Q 1, г» 120 фс) по измерению рентгеновского излучения плазмы было обнаружено наличие в плазме электронов с энергией до 1 МэВ. Авторы также отмечали, что предымпульс был необходим для эффективной генерации жесткого рентгеновского излучения, однако его параметры оказывали слабое влияние на эффективность последней. Повышение интенсивности ФЛИ ведет к росту температуры горячих электронов до 10-15 МэВ (2 20, г«450фс) и увеличению энергии рентгеновских квантов вплоть до 100 МэВ [44, 66]. И в этих экспериментах ФЛИ предшествовал предым-пульс, создававший плазму низкой плотности с характерным пространственным масштабом порядка 50 мкм. Такая ситуация характерна для подавляющего большинства экспериментов с ФЛИ релятивистской интенсивности.
Генерация направленного электронного пучка при релятивистских интенсивно-стях лазерного излучения приводит к формированию ионного пучка, движущегося по нормали к поверхности мишени как навстречу лазерному излучению, так и вглубь мишени по сформированному излучением каналу низкой плотности [67]. Величину ускоряющего кулоновского барьера можно оценить как [68]: где 8- коэффициент конверсии в горячие электроны, г — радиус пятна фокусировки. При этом ионы набирают энергию на нуклон вплоть до є, « 7 Y IМ {М- атомный вес). Наиболее эффективно ускоряются, следовательно, легкие протоны, а наибольшую энергию получают тяжелые сильно ионизованные ионы. При Q 1, г» 400 фс энергия протонов достигает 2-3 МэВ [68], при Q 10, т « 1 пс — 18 МэВ [36], а при Q 20, т = 500 фс - 58 МэВ [69]. В работе [36] были измерены также энергетические спектры ионов РЬ36+, РЬ46+,А113+, С6+ и Н+ при Q 10. Оценка величины кулоновского барьера дает для этих ионов Т« 6 МэВ (РЬ36+), 9 МэВ (РЬ48+), 11 МэВ (А113+), 15 МэВ (С6+) и 10 МэВ (Н+) что в целом не противоречит оценке по формуле (1.20): Т к 5 МэВ. Энергия ионов в этом режиме ускорения существенно превышает так называемую пондеромоторную энергию ионов, записываемую в виде: EP ZTP (1.21) и используемую для оценки ускорения ионов в плазменном канале низкой плотности [51]. Так, оценка по формуле (1.21) дает для условий эксперимента [36] (6 10) энергию ионов РЬ48+ 130 МэВ, а для протонов 2,7 МэВ, что в несколько раз меньше по сравнению с экспериментально наблюдаемыми величинами.
При облучении тонкопленочных мишеней протоны с высокой энергией наблюдаются приблизительно по нормали к поверхности с обеих сторон мишени [39, 68]. В работах [39, 70] установлена корреляция углового и энергетического спектров протонов, вылетающих с обратной стороны мишени: энергия протонов возрастает по мере приближения к оси протонного пучка. Формирование такой структуры авторами связывается с отклонением протонов, ускоренных на границе плазма-вакуум вглубь мишени, магнитным полем пучка быстрых электронов, движущихся в том же направлении. В работах [39, 69] исследования ускорения протонов проводились при Q 20. В качестве мишени использовались углеводородные пленки и 30-ти градусная пластиковая призма, облучаемая со стороны гипотенузы. Максимальная энергия протонов составила 58 МэВ. В случае мишени-призмы протонные пучки с угловой расходимостью около 10 градусов наблюдались по нормали к обеим задним сторонам призмы. В работах [39, 62, 67] этот эффект был объяснен как следствие ускорения протонов на обратной поверхности мишени кулоновским полем, создаваемым быстрыми электронами, генерируемыми на входной поверхности мишени. Существенное влияние на величину максимальной энергии протонов оказывает масштаб градиента электронной плотности: на размытой входной границе ускоряющее поле значительно меньше, поскольку оно обратно пропорционально длине градиента плотности. Это приводит к заметному превышению энергии протонов, наблюдаемых с задней поверхности мишеней, по сравнению с энергией протонов, вылетающих навстречу лазерному пучку.
Роль горячих электронов в ускорении ионов плазмы
Для измерения энергетического и зарядового состава ионов, ускоряемых в плазме ФЛИ, нами использовались два время-пролетных спектрометра: описанный в разделе 2.1 и более простой вариант, не имеющий энергетического разрешения [132].
Схема расположения второго время-пролетного спектрометра в камере взаимодействия приведена на Рис. 2.25. На вставке к этому рисунку приведена также схема спектрометра. В качестве детектора и усилителя ионного тока служил ВЭУ-9 с шевронной микроканальной пластиной (МКП). Отрицательный потенциал входной поверхности МКП предотвращал детектирование электронов с энергией менее 2,4 кэВ. Более энергичные электроны достигали МКП на временах менее 1 не, соответствующих скоростям ионов и свыше 109 см/с. Заземленная сетка, расположенная на расстоянии 1 см от входной поверхности МКП, минимизировала замедление ионов за счет потенциала этой поверхности. Сигнал с анодной пластины ВЭУ поступал через нагрузку 50 Ом на вход аналого-цифрового преобразователя (АЦП) с частотой оцифровки 100 МГц и буферной памятью 32К. Для синхронизации АЦП световой сигнал, отраженный от плазмы, регистрировался ФЭК и поступал на второй вход АЦП, что обеспечивало привязку к моменту поджига плазмы с точностью лучше 10 нс. Разрешение спектрометра по скорости составляло 10% при скорости ионов и 10 см/с. Для исследования пространственного распределения ионного тока были использованы три различные геометрии эксперимента: спектрометр располагался по нормали к поверхности мишени (позиция А), либо под углом около 70 к нормали со стороны падающего (позиция В), либо со стороны отраженного лазерного пучка (позиция С). Во всех случаях расстояние от мишени до детектора составляло 22 см.
На Рис. 2.26 представлены несколько реализаций измерений с этим спектрометром, установленным в позицию А (шкала времени отсчитывается от момента прихода на мишень ФЛИ). При интенсивности ФЛИ ниже 10м Вт/см2 наблюдаются только ионы, ускоренные за счет теплового электронного компонента, которые в дальнейшем мы для краткости будем называть «медленным» ионным компонентом. При увеличении интенсивности появляется сигнал от ионного компонента со значительно большей скоростью распространения и связанного, очевидно, с горячим электронным компонентом. Эту часть ионов мы в дальнейшем будем называть «быстрым» ионным компонентом. При интенсивностях ФЛИ свыше 1016 Вт/см2 сигнал от быстрой компоненты доминирует, а медленная компонента проявляется лишь в виде медленно спадающего хвоста (см. Рис. 2.26).
Простейший анализ ионного тока может быть проведен, определяя среднюю скорость ионов, исходя из момента регистрации максимума ионного тока. Таким образом был получен Рис. 2.27. Скорость быстрых ионов растет с интенсивностью, как / 0 4±0 1 что находится в хорошем согласии с теоретическими оценками: поскольку энергия быстрых ионов пропорциональна средней энергии горячих электронов, а последняя зависит от интенсивности как /. Для медленных ионов зависимость энергии от интенсивности слабая. Аналогичные зависимости (с меньшими скоростями разлета) наблюдались в работе [133, 134] при меньшей интенсивности лазерного излучения.
Следует отметить, что при использовании -поляризованного излучения ионный сигнал резко падает по амплитуде, причем максимум, соответствующий горячему электронному компоненту пропадает. Очевидно, это связано с малой эффективностью генерации горячих электронов при такой поляризации лазерного поля и умеренной интенсивности [5].
Существенные изменения ионного тока наблюдаются при установке время-пролетного спектрометра со стороны падающего, либо отраженного лазерного излучения (Рис. 2.26 б, позиции В и С на Рис. 2.25). В этом случае регистрируется только медленная компонента ионного тока, причем заметных различий в форме импульса ионного тока при двух положениях детектора не проявляется. Это показывает, что горячая ионная компонента летит в виде конуса нормально к средней поверхности мишени.
Нами были развиты алгоритмы обработки ионных токов по формулам (2.23) или (2.24) в зависимости от решаемой задачи и условий эксперимента. На Рис. 2.28 представлены два примера экспериментальных зависимостей ионного тока (мишень Si, / 2х1016 и ЗхЮ15 Вт/см2), аппроксимированных по формуле (2.24). Получены следующие оценки параметров плазмы: д =6,0 ±0,5 кэВ, Е,н 800 эВ, ZSi 10-12 и Eh = 1,3 ±0,1 кэВ, Е,н 250 эВ, Zst 6-8. В обоих случаях отношение концентраций электронных компонент составило 10. Точность оценивания параметров плазмы была оценена нами в 10% для средней энергии тепловых электронов, и порядка 100% для параметров Е,й и Z.
На Рис. 2.29 представлены результаты оценки средней энергии горячего электронного компонента по измерению жесткого рентгеновского излучения и по ионным время-пролетным измерениям. Здесь же приведена оценка при интенсивности 2х1016 Вт/см2, полученная прямым измерением спектра электронов плазмы. Хорошее согласие всех трех методов позволяет рассматривать каждый из них в качестве эффективной диагностики плазмы ФЛИ, причем выбор конкретной методики зависит от потребностей и условий проведения конкретного эксперимента.
В то же время, оценка температуры тепловых электронов, полученная прямым измерением энергетического спектра электронов и из обработки ионных токов, существенно различна: 200 и 800 эВ соответственно. Объяснение этому может быть найдено в природе формирования регистрируемых в том и другом случае сигналов. Действительно, при прямом измерении спектра электронов мы получаем данные, усредненные за время лазерного импульса и время остывания плазмы, т.е. порядка 5 пс согласно нашим измерениям. Наиболее эффективное ускорение ионов электронами плазмы происходит в момент максимального разогрева плазмы лазерным импульсом. Следоваетльно ионные время-пролетные измерения позволяют оценить максимальную температуру плазмы за время взаимодействия.
Таким образом, ионные время-пролетные измерения в сочетании с созданными алгоритмами обработки данных обеспечивают оценку таких параметров плазмы ФЛИ, как температура тепловых и горячих электронов, их относительные концентрации и средний заряд плазмы в максимуме ФЛИ.
При обработке ионных токов необходимо предпринимать специальные меры для учета возможного вклада от различного рода включений на поверхности мишени. Так, легкие ионы могут существенно модифицировать энергетический спектр ионов [139]. В наших исследованиях фронт импульса ионного тока формируется за счет ионов водорода [140].
Экспериментальное исследование перегрева углеродных свободновисящих пленок под действием фемтосекундного лазерного импульса
Нами были проведены эксперименты по исследованию взаимодействия ФЛИ мишенями в виде свободновисящих пленок углерода [19, 20, 21]. Мишени изготавливались лазерным напьиением на скол кристалла К.С1 (напыление проводилось В.Г. Бабаевым) с последующим растворением подложки и высаживанием пленки на специально изготовленную плоскую медную сетку с размером ячейки 175x175 мкм и шагом 350 мкм. Качество напыления и химическая чистота пленки контролировались по дифракции отраженных электронов. Оценка толщины пленок проводилась по смещению угла минимального отражения линейно поляризованного ихлучения от системы пленка-кристалл по сравнению с чистой поверхностью кристалла [22]. Измерения проводились для пленок, напыленных на пластины кремния, подвергнутые химико-динамической полировке. Одновременно толщина пленки измерялась на профилометре. Исходя из анализа экспериментальных данных, а также результатов расчета в рамках двухслойной модели с френелевским отражением на границах раздела, точность оптического метода была оценена в 1-2 нм. В качестве «толстой» мишени использовалась лавсановая пленка толщиной 1 мкм.
В этих экспериментах использовалось линейно поляризованное излучение лазерной системы DYE. Угол падения на мишень составлял 45 (Рис. 3.3), а интенсивность на мишени достигала 4х1015 Вт/см2. Образец размещался в камере с остаточным давлением не хуже 10"5 Па. В специальной серии экспериментов было проверено, что усиленная спонтанная люминисценция выходных каскадов системы DYE не разрушает свободновисящую пленку. В каждую ячейку производился один выстрел, а затем мишень смещалась на следующую ячейку.
Эффективность конверсии в мягкий рентгеновский диапазон гц измерялась двумя рентгеновскими p-i-n диодами (методику измерения см. раздел 2.1). Зависимость чувствительности Sx от энергии рентгеновского излучения, совместно со спектральными характеристиками использованных фильтров, представлены на Рис. 3.4. Спектр излучения углеродной плазмы при температуре свыше 100 эВ определяется фоторекомбинационным и линейчатым излучением ионов С4+, С5+ и С6+, лежащим в области i 200 эВ, что приблизительно соответствует области «водяного окна». Наибольший вклад в интенсивность свечения плазмы дают характеристические линии иона С4+ (4,02 нм, 0,308 кэВ) и С5+ (3,37 нм, 0,368 кэВ) [4]. Слой алюминия толщиной 100 нм, напыленный непосредственно на входное окно p-i-n диода, служил фильтром видимого, УФ и ВУФ излучений плазмы. В ряде экспериментов дополнительная фильтрация производилась с помощью 750 нм алюминиевого фильтра, ослаблявшего излучение на длине волны 600 нм в 1800 раз, а рентгеновское излучение с энергией 300 эВ в 4 раза, либо лавсанового фильтра (1 мкм), обладавшего заметным пропусканием в области 0,1-0,29 кэВ и выше 0,7 кэВ (см. Рис. 3.4).
Зависимость эффективности ТІЇ от толщины пленки D для р- и s - поляризованного излучения представлена на Рис. 3.5а. При толщине пленки менее 100 нм эффективность г; возрастает, достигая максимума при толщине пленки порядка 25 нм. Существенно различной оказывается скорость роста для двух поляризаций лазерного излучения. В случае s-поляризованного излучения соотношение сигналов для пленок толщиной 25 нм и 1000 нм составило 1,5±0,5, в то время как для р-поляризованного излучения - 3,3±0,3. Такое отличие связано с большим вложением энергии греющего импульса в плазму в случае р-поляризации за счет меньшего коэффициента отражения при наклонном падении и наличии резонансного поглощения. Важной особенностью полученных данных является падение T)J для предельно тонкой пленки толщиной 10 нм. Такое поведение связано с быстрым разлетом и «перегревом» плазмы (см. ниже).
Для анализа спектрального состава рентгеновского излучения плазмы нами были проведены измерения с дополіштельньши алюминиевым, либо лавсановым фильтрами. Отношение сигналов, регистрируемых pin-диодами с и без дополнительного алюминиевого фильтра, составляло 2,0+0,2 и не зависело от флуктуации энергии (и интенсивности) лазерного импульса. Следовательно, оба детектора регистрировали рентгеновское излучение в одном и том же диапазоне спектра. Исходя из толщины фильтра, средняя энергая рентгеновских квантов может быть оценена как 0,31+0,02 кэВ, что хорошо соответствует ожидаемому спектру излучения углеродной плазмы с кратностью ионизации 4-6 (см . Рис. 3.4).
В случае лавсанового фильтра сигнал уменьшался более чем на порядок и оказался ниже уровня шумов детектора при энергии ФЛИ менее 100 мкДж, что связано с малым пропусканием этого фильтра в области энергий квантов 0,3-0,7 кэВ. Следовательно, спектр рентгеновского излучения, регистрируемый опорным детектором без фильтров, лежит в области 0,3-0,4 кэВ и определяется свечением водоро-до- и гелиоподобных ионов углерода. Для пленки толщиной 10 нм при полной энергии ФЛИ сигнал детектора с лавсановым фильтром резко возрастал до уровня 0,2-0,3 от сигнала опорного детектора. Это указывает на перегрев плазмы для 10 нм образца и эффективную генерацию рентгеновских квантов с энергией большей 0,7 кэВ.
В экспериментах использовался дополнительный р-і-п-диод, располагавшийся с обратной стороны мишени (см. Рис. 3.3). Для пленок с толщиной, меньшей 30 нм, сигнал, получаемый с помощью этого детектора, оказался лишь в два раза меньшим по сравнению с сигналом опорного диода. При большей толщине пленок сигнал не выделялся над уровнем шумов. Таким образом, в случае пленки толщиной 30 нм и менее формировался сверхтонкий свободно висящий слой горячей плазмы твердотельной плотности.
Для более полной интерпретации полученных результатов нами было проведено численное моделирование с использованием одномерной одножидкостной двух-температурной гидродинамической модели с нестационарной кинетикой ионизации и ограниченным тепловым потоком (см. раздел 1.2.1). Результаты расчетов приведены на рис. Рис. 3.5 б, в. Расчетные зависимости rj (суммировались вклады линейчатого и фоторекомбинационного излучения водородо- и гелиоподобных ионов углерода) от толщины пленки углерода хорошо аппроксимируют наблюдаемые экспериментальные при нормировке на экспериментальные в одной точке - для случая р-поляризованного излучения и «толстой» пленки толщиной 1000 нм. Следует отметить, что коэффициент нормировки оказался равным 0,5. Это показывает, что развитая нами модель обеспечивает не только хорошее качественное, но и удовлетворительное количественное согласие с экспериментом. Для «толстой» мишени яркость линейчатого излучения в узкий спектральный диапазон Х/5Х 50 на два порядка превышает яркость фоторекомбинационного излучения в тот же диапазон. С уменьшением толщины мишени это соотношение медленно растет и для D-10 нм достигает 104.
Согласно данным расчета при толщине мишени, меньшей 100 нм, начинается быстрый рост как температуры электронов, так и кратности ионизации плазмы (см. Рис. 3.5). Это приводит к изменению соотношения парциальных вкладов водородо- и гелиоподобных ионов в эффективность т. Яркость рентгеновского свечения плазмы определяется плотностью ионов и электронов в плазме, а также соотношением вероятностей ударной ионизации и стабилизации, тройной рекомбинации и фоторекомбинации, зависящих от температуры, плотности и кратности ионизации плазмы. При толщине пленки, меньшей 20 нм, плазма нагревается до температуры свыше 600 эВ, что в случае плотной плазмы должно приводить к преобладанию механизма ударной ионизации над фоторекомбинацией. Следует отметить, что электронная температура Ге углеродной плазмы в случае массивной мишени с увеличением интенсивности / растет медленно (7W 5), увеличиваясь от 200 эВ при / 1015 Вт/см2 до 300 эВ при 1-Ю17 Вт/см2 [4]. Дтя сверхтонких пленок разлет плазмы существенен уже на временах порядка длительности греющего импульса. На Рис. 3.6 представлена зависимость максимальной плотности плазмы от времени. Максимум интенсивности лазерного импульса соответствует моменту времени /=0. В случае «толстой» мишени наблюдается монотонный рост максимальной плотности плазмы, связанный с формированием ударной волны. Для тонкопленочных мишеней рост плотности резко обрывается и сменяется быстрым ее падением, причем для пленки толщиной 30 нм плазма становится подкритической при / 0,5 пс, а для пленки толщиной 10 нм при / 0, т.е. такая пленка перестает эффективно поглощать энергию лазерного импульса. Таким образом, уменьшение конверсии ГІ связано, в первую очередь, с быстрым уменьшением плотности плазмы.
Экспериментальное исследование взаимодействия фемтосекундного лазерного импульса с высокопористым кремнием
Одним из наиболее интересных и легко доступных пористых материалов с хорошо управляемой морфологией является пористый кремний [45, 46, 47], получаемый электрохимическим травлением пластин монокристаллического кремния. Варьированием плотности тока и концентрации химических реагентов можно получать пористые слои толщиной до 10-20 мкм с различной морфологией и пористостью. При пористости Р 2-3 в монокристалле кремния образуются субмикронные каналы, а при Р-4-7 формируется накоструктурированный губчатый слой со средним размером кластера уменьшающимся от 10 до 2-3 нм [42].
Простота и надежность методик изготовления пористого кремния с заданными параметрами (плотность, структура, размер кластера), удобство применения и большая устойчивость материала к внешним механическим воздействиям выгодно отличают мишени из пористого кремния (por-Si), выбранного нами для проведения экспериментов, от коллоидных металлических пленок. Образцы пористого кремния (por-Si) изготавливались анодным травлением в растворе HF (В.Ю.Тимошенко, С.А.Гаврилов). Пористость образцов Р изменялась варьированием концентрации HF и плотности анодного тока [48] и составляла от 2 до 6. Образцы por-Si имели «губчатую» структуру с размером кластера и пустот, определявшимися пористостью образца. Толщина пористого слоя зависела от времени обработки и составляла порядка 20 мкм. В качестве реперных использовались образцы монокристаллического кремния. На Рис. 3.10, Рис. 3.11 показаны поверхность и поперечный разрез типичного образца высокопористого кремния, полученные с помощью электронной микроскопии.
В проведенных экспериментах использовалось излучения лазерной системы DYE. Одновременно с регистрацией рентгеновского излучения плазмы в различных спектральных диапазонах, нами проводилось измерение сигнала второго гармоники. Эффективность генерации ВГ зависела от интенсивности как Ь как в случае монокристаллического (c-Si), так и для пористого образцов при несколько большем разбросе значений в последнем случае. Отсутствие зависимости от пористости образцов и, следовательно от параметров плазмы, находится в соответствии с моделью генерации гармоник в плазме на плазменном зеркале [49, 50].
На Рис. 3.12 представлена зависимость интегральной конверсии в диапазон энергий квантов 50-1000 эВ от пористости кремния при пиковой интенсивности 4х1015 Вт/см2 [21, 51]. При пористости Р 1 интегральный выход увеличивается, а затем слабо спадает. Это показывает, что для образцов с малой пористостью существенную роль продолжает играть обычный механизм теплопереноса вглубь мишени, а наличие пор слабо влияет на процессы в плазме. При увеличении пористости нелинейная волна теплопроводности оказывается подавленной, поскольку коэффициент теплопроводности обратно пропорционален пористости (см. раздел 3.2.2). Это приводит к большей удельной поглощенной энергии лазерного излучения на атом в плазме, а следовательно к увеличению средней кратности ионизации плазмы и ее температуры. На больших временах плазма становится однородной с пониженной плотностью.
В следующей серии экспериментов интенсивность была увеличена до 1-ЗхЮ16 Вт/см2 [42]. На Рис. 3.13а отложены зависимости эффективности генерации мягкого рентгеновского излучения (50 эВ ех \ кэВ) и второй гармоники основного излучения от пористости Р. Уменьшение эффективности генерации рентгеновского излучения и второй гармоники с ростом Р связано, в первую очередь, с уменьшением средней плотности формирующейся плазмы и коррелирует с данными работы [52], опубликованными одновременно с нашей работой. Эксперимент показал также (см. Рис. 3.13а) значительный рост эффективности генерации жесткого рентгеновского излучения в диапазон Е Ъ кэВ для высокопористых образцов, причем скорость роста больше в области более жесткого рентгеновского излучения.
Полученные результаты можно связать с изменением морфологии por-Si с ростом пористости, определяемой условиями приготовления образцов [48]. Косвенная информация о морфологии может быть получена из спектров фотолюминисценции [53]. Спектры фотолюминисценции высокопористого кремния при возбуждении излучения азотного лазера бьши исследованы В.Ю. Тимошенко. Образцы с высокой пористостью характеризовались широкими ( 0,3 эВ) полосами фотолюминисценции, положение и амплитуда максимума которых в зависимости от Р приведены на Рис. 3.136. Если для образца с Р 2 интенсивность фотолюминисценции / мала, то /для образцов с Р=5-6 резко возрастала и полоса смещалась в синюю область, что может быть объяснено в рамках квантово размерной модели формированием нанокластеров [53]. Исходя из этой модели, средний размер кластера был оценен в 3 нм для образца с Р=5 и не более 2 нм для образца с Р=6. Таким образом, наблюдается хорошая корреляция между эффективностью генерации жесткого рентгеновского излучения и морфологией пористого кремния.
Подробнее зависимость выхода жесткого рентгеновского излучения из плазмы ФЛИ, формируемой в высокопористом кремнии, исследовался нами в работах [21, 51, 54, 55, 39, 59]. На Рис. 3.14 представлены зависимости выхода жесткого рентгеновского излучения в различные спектральные диапазоны при облучении высокопористого кремния с Р=6 в сравнении с кристаллическим кремнием.
Анализ данных этого рисунка показывает, что эффективность генерации жесткого рентгеновского излучения из плазмы высокопористого кремния существенно выше, чем в случае кристаллического кремния для всех спектральных диапазонов. В диапазоне єх 3 кэВ превышение незначительно и нарастает с ростом интенсивности. При увеличении пороговой энергии фильтра резко растет как выход рентгеновского излучения из высокопористого кремния, так и наклон зависимостей. В диапазоне 6i 35 кэВ для кристаллического кремния рентгеновского излучения не обнаружено, в то время как для высокопористого кремния в части экспериментальных реализаций регистрировался сигнал, связанный, по-видимому с детектированием одиночных рентгеновских фотонов большой энергии. На Рис. 3.15 представлена зависимость эффективности генерации жесткого рентгеновского излучения, нормированной на фильтр №1, от номера использованного фильтра при интенсивности / 6х1015 Вт/см2. Здесь же приведена и аппроксимация этих зависимостей, исходя из максвелловского распределения электронов по скоростям с температурой 4 кэВ (Р=5) и 7 кэВ (Р=6). Аналогичная аппроксимация для сплошного кремния при той же интенсивности дала 7ь 2,5 кэВ (см. Рис. 3.15 б). Следовательно, при использовании высокопористого кремния растет не только выход жесткого рентгеновского излучения, но и температура горячего электронного компонента.
Развитый нами метод оценки средней энергии горячего электронного компонента в одном лазерном импульсе позволил построить гистограмму разброса этого параметра в различных реализациях (см. Рис. 3.16). Такие измерения позволили нам оценить как среднюю энергию, так и ошибку ее измерения. Кроме того, на том же рисунке приведена гистограмм для сплошного кремния, наглядно демонстрирующая увеличение средней энергии электронного компонента в высокопористом кремнии.
На Рис. 3.17 представлена зависимость средней энергии горячего электронного компонента от интенсивности ФЛИ для сплошной и высокопористой (Р=6) мишеней. Каждая точка на Рис. 3.17 получена в одном лазерном импульсе по методике, описанной в разделе 2.4. Таким образом, средняя энергия горячих электронов в плазме ФЛИ, формируемой при облучении высокопористого кремния, растет с интенсивностью ФЛИ как / , что значительно быстрее, чем в случае сплошной мишени: У0,7. Данные, представленные на Рис. 3.17 позволяют также оценить изменение эффективности генерации горячих электронов при использовании высокопористого кремния (см. раздел 2.2.3). Поскольку температура (или средняя энергия) горячих электронов увеличивается для пористого кремния Р 6,6 при / 2х1016 Вт/см2 в 1,5 раза, а эффективность генерации жесткого рентгеновского излучения в диапазон энергий квантов єк 4 кэВ возрастает в 2-3 раза, то, согласно (2.17) главы 2, эффективность генерации горячих электронов не меняется (отношение эффективностеи генерации горячих электронов для пористого и сплошного кремния составляет 1+0,3).
