Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Анализ современных методов исследования и диагностики плазмы, образующейся на поверхности мишеней при воздействии мощных фемтосекундных лазерных импульсов
1.1 Плазма. Параметры и классификация 7
1.2 Плазма, образующаяся в результате взаимодействия фемтосекундных лазерных импульсов с конденсированными средами 11
1.2.1 Механизм взаимодействия фемтосекундных лазерных импульсов с твердотельными мишенями 13
1.2.2 Влияние временного профиля лазерного импульса на механизмы взаимодействия с материалом мишени 17
1.3 Оптические методы диагностики неидеальной плазмы 21
1.3.1 Эллипсометрия с временным разрешением 22
1.3.2 Интерференционная микроскопия с временным разрешением 26
Основные результаты главы 1 29
Глава 2 Диагностика неидеальной плазмы методом Фурье-интерферометрии с фемтосекундным временным разрешением 31
2.1 Методика интерференционной микроскопии с фемтосекундным временным разрешением 31
2.2 Методика обработки интерферограмм с использованием двумерного преобразования Фурье 35
2.3 Методика определения параметров лазерного пучка 39
2.4 Определение погрешности измерения зависимости rlnd и от плотности мощности нагревающего лазерного импульса на поверхности образца
Основные результаты главы 2 43
Глава 3 Экспериментальное исследование характеристического излучения и механизмов создания быстрых электронов в плазме, образующейся на поверхности металлических мишеней при воздействии инфракрасных фемтосекундных лазерных импульсов с 45 интенсивностью 1 < 1017Вт/см2
3.1 Фемтосекундные лазерные системы тераваттного уровня мощности 46
3.2 Фемтосекундная хром: ф орстеритовая лазерная система 48
3.3 Схема экспериментальной установки для исследования механизмов создания быстрых электронов
3.3.1 Узел фокусировки лазерного излучения 52
3.3.2 Конструкция мишенного узла 55
3.3.3 Узел спектрометра 56
3.3.4 Методика проведения эксперимента 60
3.3.5 Методика обработки полученных результатов 61
3.4 Исследование механизмов генерации горячих электронов 64
3.5 Исследование динамики разлета плазмы металлических мишеней при интенсивностях I ~ 1016 Вт/см2
3.5.1 Схема эксперимента 69
3.5.2 Определение размера неоднородности плазмы в момент воздействия нагревающего импульса
3.6 Исследование квантового выхода рентгеновского характеристического излучения плазмы от интенсивности нагревающего лазерного импульса
Основные результаты главы 3 75
Глава 4 Экспериментальное исследование неидеальной плазмы, образующейся при воздействии фемтосекундных лазерных импульсов на металлические мишени Al, Ag, Au
4.1 Исследование неидеальной плазмы при значении задержки зондирующего импульса 0 < Atdelay< 1 пс '
4.2 Измерение комплексного коэффициента отражения неидеальной плазмы при значении задержки зондирующего импульса 0
- Плазма, образующаяся в результате взаимодействия фемтосекундных лазерных импульсов с конденсированными средами
- Методика обработки интерферограмм с использованием двумерного преобразования Фурье
- Фемтосекундная хром: ф орстеритовая лазерная система
- Определение размера неоднородности плазмы в момент воздействия нагревающего импульса
Введение к работе
При взаимодействии мощных (1014 / 1017Вт/см2) фемтосекундных лазерных импульсов с твердотельной мишенью на поверхности образуется неидеальная плазма с плотностью близкой к твердотельной, высокой кратностью ионизации и температурой 10-1(ГэВ[1-6]. Такая плазма является сложным объектом для теоретического исследования, так как сильное межчастичное взаимодействие затрудняет применение традиционных методов теоретической физики. Прогресс в понимании физики неидеальной плазмы стал возможен лишь после появления результатов экспериментальных исследований.
Использование сверхкоротких (фемтосекундных и субпикосекундных) лазерных импульсов [7] открыло новые возможности для создания и исследования неидеальной плазмы. Их применение в методиках, основанных на измерении комплексного коэффициента отражения, позволило определять параметры (плотность, градиент плотности электронов, температура электронов и т.д.) нестационарной и неоднородной плазмы в условиях неразвитого гидродинамического движения ионов в субпикосекундном временном интервале.
Одним из применений фемтосекундной лазерной плазмы [8-12] является использование рентгеновского характеристического излучения субпикосекундной длительности при исследовании таких фундаментальных процессов как фазовые переходы[13-15], изменение колебательных и вращательных состояний в кристаллической решетке[ 16-20], разрушение и образование химических связей[21], т.е. процессов происходящих на временных интервалах от нескольких фемтосекунд до пикосекунд. Генерация характеристического излучения обусловлена возникновением в плазме быстрых электронов (с энергиями 10- - 102кэВ), эффективность создания которых зависит от градиента электронной плотности плазмы и параметров лазерного импульса (длины волны и контраста в наносекундном временном диапазоне). Поэтому изучение механизмов создания быстрых электронов в плазме, образующейся на поверхности твердотельных мишеней при воздействии фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью / 10 Вт/см инфракрасного диапазона спектра излучения с контрастом в наносекундном диапазоне 106, имеет фундаментальное значение и является актуальным в настоящее время. Цель диссертационной работы
Целью работы является исследование свойств лазерной плазмы, образующейся на поверхности металлов при воздействии фемтосекундных лазерных импульсов инфракрасного диапазона спектра излучения с интенсивностью 1013 - 1017 Вт/см2.
Для достижения поставленной цели работы должны быть решены следующие задачи:
- Исследование эффективности генерации характеристического и механизмов создания быстрых электронов в плазме, образующейся при воздействии на металлические мишени фемтосекундных лазерных импульсов.
- Разработка методики интерференционной микроскопии с Фурье-обработкой интерферограмм для измерения комплексного коэффициента отражения плазмы, образующейся при воздействии фемтосекундных лазерных импульсов на металлические мишени. Исследование динамики изменения комплексного коэффициента отражения плазмы, образующейся на поверхности металлических мишеней в результате воздействия фемтосекундных лазерных импульсов.
Научная новизна работы
1. Для исследования механизмов генерации быстрых электронов в плазме, образующейся при воздействии интенсивных лазерных импульсов (7 ІО16- -1017Вт/см2) на металлические мишени, использовались инфракрасные фемтосекундные лазерные импульсы с контрастом по интенсивности в наносекундном временном диапазоне 107.
2. Получены экспериментальные данные о динамике изменения комплексного коэффициента отражения неидеальной плазмы, образующейся на поверхности мишеней А1, Au, Ag при воздействии фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью 1014 Вт/см2 с помощью методики интерференционной микроскопии.
3. Получены экспериментальные данные о величине гидродинамического расширения плазмы в момент воздействия максимума интенсивности (1 1016 Вт/см2) высококонтрастного ( 107 в наносекундном временном диапазоне) фемтосекундного нагревающего лазерного импульса на мишень Fe. Практическая ценность
Результаты исследования процессов генерации быстрых электронов в плазме, образующейся на поверхности металлических мишеней при воздействии фемтосекундных лазерных импульсов, могут быть использованы при разработке и создании источников рентгеновского излучения субпикосекундной длительности.
Положения, выносимые на защиту
1. Квантовый выход характеристического Ка излучения плазмы, образующейся при воздействии на массивные металлические мишени фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью -10 Вт/см инфракрасного диапазона спектра с контрастом в наносекундном диапазоне 10 , составил 2,1-10 [фотон/ср импульс] для мишени Fe и 3,3-10 [фотон/ср импульс] для мишени Си.
2. Экспериментально показано, что при воздействии фемтосекундных лазерных импульсов инфракрасного диапазона спектра излучения с контрастом по интенсивности 107 на мишень Fe с интенсивностью до 1016 Вт/см2 характерный размер предплазмы, образующейся на поверхности мишени до воздействия максимума интенсивности нагревающиего импульса не превышает величины 30 нм.
3. Разработана методика интерференционной микроскопии с фемтосекундным временным разрешением ( 100фс) для исследования оптических свойств плазмы, образующейся на поверхности металлических мишеней при воздействии фемтосекундных лазерных импульсов. Данная методика позволяет при однократном лазерном воздействии провести измерения амплитуды и фазы отраженного зондирующего импульса в широком интервале интенсивностей нагревающего импульса. Точность определения амплитуды и фазы комплексного коэффициента отражения плазмы составляет Аг = 3% и А8 = тг/100.
4. Получены временные зависимости изменений амплитуды и фазы комплексного коэффициента отражения плазмы, образующейся на поверхности мишеней Al, Ag и Аи при воздействии инфракрасных фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью /= 1013 -s- 1,5-Ю14 Вт/см2 в пикосекундном временном диапазоне задержек зондирующего импульса относительно нагревающего.
5. Экспериментально показано, что скорости гидродинамического расширения плазмы в пикосекундном временном диапазоне после воздействия фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью / 1014 Вт/см2 на мишени Al, Ag и Аи составляют величину 6,3-10 см/с, 2,2-106 см/с, 3,1-106 см/с соответственно.
Плазма, образующаяся в результате взаимодействия фемтосекундных лазерных импульсов с конденсированными средами
Параметры плазмы, образующейся на поверхности твердотельных мишеней зависят не только от материала мишени, но и от интенсивности лазерного импульса. Зная значение интенсивности лазерного импульса на поверхности мишени можно оценить такие параметры плазмы как температуру и плотность образующейся плазмы. Температура электронов в фемтосекундной лазерной плазме может существенно превышать температуру ионов. В приближении неподвижных ионов, и пренебрегая потерями на ионизацию, температуру электронов можно приближенно оценить во формуле [28]: 7;л=710.г.132/9-/164/9[э5] (1.1.6) где т-13 - длительность лазерного импульса выраженная в единицах 100 фс, 1\в — интенсивность нормированная на 10 Вт/см . Таким образом, максимальная температура электронов при воздействии лазерного импульса с интенсивностью /= 1014-И017Вт/см2, длительностью г 100 фс, вычисленная по формуле (1.1.6) составляет Т 90 - 2000 эВ. Степень ионизации плазмы зависит от температуры и определяется формулой Саха [22]: f {2meTT П.ІП„ « ехр(- /2Г), (1.1.7) ч«а1/2(2яй)3/2, где Е — энергия ионизации [29]: _ Z2 ke2 13.6Z2 Е =—г-— = 5—эВ, (1.1.8) п 2я0 п в данной формуле п - заряд иона, Z- заряд ядра атома.
Например, при воздействии лазерных импульсов на мишень А1 валентные электроны легко отрываются с последнего уровня атома, формируя плазму с начальной плотностью электронов пе- 1.8-1023. Значение энергии ионизации в этом случае (п-3, Z- 13) составит Е = 255.4 эВ. Таким образом, при нагреве электронов до вычисленного значения энергии ионизации произойдет отрыв одного связанного электрона. Требуемая интенсивность лазерного излучения составляет при этом (т = 100 фс) составит / 1015 Вт/см2.
Для рассматриваемой плазмы А1 с температурой в диапазоне Т 90 + 2000 эВ условие (1.1.4) выполняется, а, значит, плазма является невырожденной. Таким образом, в результате воздействия фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью /= 1014 - 1017 Вт/см2 на металлические мишени А1 образуется невырожденная плазма с плотностью близкой к твердотельной (п 1.8-1023) и температурой Т 90 -f- 2000 эВ. 1.2.1. Механизмы взаимодействия фемтосекундных лазерных импульсов с твердотельными мишенями
В результате взаимодействия фемтосекундного лазерного излучения (7 1014- 1019Вт/см2) с металлической мишенью на переднем фронте лазерного импульса формируется неидеальная плазма твердотельной плотности с концентрацией электронов пе Ю22- - 1023см"3. На этом этапе в плазме преобладают столкновительные механизмы поглощения лазерного излучения. Температуру электронов зависимости от интенсивности лазерного излучения в приближении неподвижных ионов и пренебрегая потерями на ионизацию, можно приближенно оценить по формуле (1.1.6) Вследствие сделанных допущений максимальная температура тепловых электронов при воздействии лазерного импульса с интенсивностью до 1016Вт/см2 равна Tth_mm 0.5кэВ. Рост среднеквадратичной скорости электронов приводит к снижению эффективной частоты электрон-ионных столкновений vei [4], а значит к уменьшению толщины скин-слоя: с ( v Y" Ь=—- -Б (1-2.1) где (Ор — плазменная частота, а о — частота лазерного излучения, в — угол падения излучения на мишень. При этом, когда длина свободного пробега электрона сравнима или превышает толщину скин-слоя, наблюдается аномальный скин-эффект.
Таким образом, при увеличении скорости электронов (Г,/, 0.5 кэВ) столкновительные механизмы поглощения лазерной энергии становятся менее эффективными, и дальнейший рост энергии электронов происходит за счет ряда других механизмов, которые приводят к созданию горячих электронов, например, резонансного поглощения [30-35], вакуумного нагрева [30,33, 36] и аномального скин-эффекта [37-39].
Следует отметить зависимость действия механизмов от величины 1-Х2 (/[Вт/см ] и X [мкм] - интенсивность и длина волны лазерного излучения), что означает, что пороговое значение интенсивности для отдельного эффекта зависит от длины волны лазерного излучения. Это справедливо, например, для любого эффекта, зависящего от скорости колебаний электронов в электрическом поле лазерного импульса [4]: - =- = 0.84(/18 Л2 ] \ (1.2.2) с где lis — интенсивность лазерного излучения нормированная на величину 10 [Вт/см ], X длина волны лазерного излучения [мкм]. Таким образом, чтобы придать электрону энергию колебаний Uos= 0.5me-vos2 равную 1 кэВ требуется воздействие лазерного импульса с длиной волны А,= 1мкм с интенсивностью /= 1016 Вт/см2 или А, = 0.248 мкм (KrF-лазер) с интенсивностью 1 = 1.6-10 "Вт/см .
Так, при интенсивности лазерного излучения 1016 Вт/см2 температура быстрых электронов может достигать десятков кэВ. Столкновения этих электронов с ионами в плазме приводят к излучению непрерывного (рекомбинационного и тормозного) спектра и спектра многозарядных ионов, а взаимодействие горячих электронов, генерируемых в плазме, с атомами мишени - к тормозному и характеристическому спектру. Источником характеристического изучения являются горячие электроны, которые, покидая горячую, сильно ионизированную область плазмы, проникают в холодный материал мишени. Там они выбивают электроны с внутренних оболочек атома, образуя вакансии. Рекомбинация образовавшейся дырки с электроном с внешних оболочек (рис. 1.4) приводит к генерации линейчатого характеристического излучения. Эффективность генерации Ка излучения зависит от энергии быстрых электронов, а значит, от параметров создаваемой плазмы. Теоретически [41] и экспериментально [42,43] показано, что увеличение интенсивности лазерного импульса не обязательно соответствует условию максимального выхода Ка излучения и сильно зависит от временного профиля интенсивности лазерного импульса. При этом длительность характеристического излучения плазмы может составлять несколько сотен фемтосекунд [41].
Когда амплитуда колебаний превышает характерный масштаб градиента плотности L, т.е. если VOSIG)QL \, резонанс нарушается. Действие рассмотренных бесстолкновительных механизмов поглощения лазерного излучения приводит к созданию горячих электронов, температура которых может достигать десятков и сотен кэВ. Для оценки температуры горячей компоненты плазмы (согласно выражениям (1.2.4) и (1.2.5)), влияющей на эффективность генерации характеристического излучения [44-47], требуется определение преобладающего механизма взаимодействия излучения с веществом.
Методика обработки интерферограмм с использованием двумерного преобразования Фурье
Основной целью обработки интерферограмм является восстановление изменений амплитуды и фазы комплексного коэффициента отражения мишени в результате воздействия фемтосекундного лазерного импульса. Экспериментально полученные интерферограммы состоят из параллельных вертикальных интерференционных полос равноотстоящих друг от друга. Частота интерференционных полос определяется углом между интерферирующими волновыми фронтами и может быть легко изменена наклоном опорного зеркала. Поскольку радиусы кривизны интерферирующих волновых фронтов в используемой схеме одинаковы (это следует из тождественности параметров оптических компонент в обоих плечах интерферометра), то в этом случае зависимость разности фаз от пространственной координаты линейная: ф\(х,у) - Рі(х У) 2л/ох + const (2.2.5) Пространственная частота интерференционных полос fo, называемая несущей, пропорциональна углу между объектным и опорным волновыми фронтами. Поскольку интерферометр освещается пространственно однородным лазерным пучком, то аналогично работе [60] амплитуды объектной и опорной волны можно принять А\(х,у) = А2(х,у)= 1.
С учетом сделанных допущений выражение интерферограммы временного кадра можно представить в виде /( , у) = (1+ г(х, у)2) + 2 r(x,yycos(2nfox + (х, у)) (2.2.6) Дальнейшая обработка интерферограмм производится с использованием двумерного преобразования Фурье [67, 68]. Поскольку пространственное распределение интенсивности интерферограммы, определяемое формулой (2.2.6), представляет собой косинусоиду, то в частотной плоскости спектральное распределение будет содержать 3 пика (рис.2.4).
Двухмерный Фурье-образ интерферограммы. Временной кадр Центральный пик на нулевой частоте (центр двумерного распределения спектральных компонент имеет нулевую пространственную частоту), соответствующий члену (1 + г(х,у)), содержит информацию о неравномерности подсветки. Боковые пики на частотах ±fo несут информацию об амплитуде и фазе интерференционных полос (член r(x,y)-cos{2nfox + 4{х,у)}). Основная идея Фурье-обработки состоит в том, чтобы отделить боковой пик в частотной плоскости с помощью фильтрации. Для этого необходимо, чтобы частота интерференционных полоса/о бьша максимальной, при этом частотное перекрытие спектров центрального и боковых пиков будет минимальным.
Максимальное значение пространственной частоты fmax ограничено параметрами экспериментальной схемы. Во-первых, размером пикселя ПЗС матрицы (dn3c=9MKM) и масштабом переноса изображения (М = 30х), и определяется выражением = 1/(2-6!пзс) М (частота Найквиста). Это означает, что вся информация об объекте лежит в частотной плоскости внутри круга с радиусом fy. Частоты вне данного круга несут в себе информацию о высокочастотном шуме. Во-вторых, микрообъектив, также ограничивает область пространственных частот. Его оптическая передаточная функция определяет максимальную передаваемую пространственную частоту исследуемого объекта. Данная частота зависит от характеристик оптической системы как/0ь = 0.6-NA/A-. Наименьшая из двух частот (тт{/0ь ,/м}) определяет величину fmaK. В данном случае fmaK = fob = 0.32-/ .
Для частотной фильтрации интерферограмм выделяется область пространственных частот прямоугольной формы (пунктирная линия на рис.2.4). Вдоль оси у (направление вдоль интерференционных полос) область ограничивается частотой f06. Полуширина вырезаемой области вдоль оси л: берется равной половине значения несущей частоты /. этом случае происходит минимальное перекрытие «крыльев» бокового и центрального пиков при максимальном сохранении информации вдоль указанной оси. Пространственное разрешение вдоль горизонтальной и вертикальной осей интерферограммы, определяемое размерами вырезаемой частотной области, для случая, представленного на рис.2.3 имеет значения Дх = 4.8 мкм и Ду = 1.9 мкм соответственно.
Результат обратного преобразования Фурье выделенного участка пространственных частот представляет собой комплексное число. Его аргументом для начального кадра является величина Ч „(х,у). Модуль комплексного числа r(x,y)A i(x,y)A2(x,y), полученного в результате обратного преобразования Фурье, характеризует амплитуду интерференционных полос. Частное от деления пространственных распределений амплитуд временного и начального кадров, полученных в результате Фурье-обработки, дает относительное изменение амплитуды коэффициента отражения rim x,y): rirJx, У) = ГіАх, у) І П„(х, у) Для иллюстрации методики на рис.2.5. представлены фрагменты интерферограмм начального (а) и временного (б) кадра, полученные при воздействии излучения с интенсивностью 7=2-1014 Вт/см2, задержкой Д е/оу=600 фс, а также результаты Фурье-обработки указанных интерферограмм: амплитуды (в, г) и фазы (д, е) комплексного коэффициента отражения.
Найденные изменения амплитуды и фазы комплексного коэффициента отражения вызванные воздействием фемтосекундного лазерного импульса являются величинами относительными. Для определения абсолютных значений амплитуды и фазы комплексного коэффициента отражения необходимо знать их величины для невозмущенного вещества. Эти величины можно вычислить воспользовавшись формулами Френеля [69] и справочными значениями оптических констант исходного материала [70].
Как уже упоминалось выше, интерферометрическая экспериментальная схема в отличие от эллипсометрии позволяет получить пространственные распределения величин амплитуды и фазы комплексного коэффициента отражения rabs(x,y) и у/аь (х,у)-Пространственное распределение интенсивности лазерного пучка в фокальной плоскости фокусирующей линзы можно описать функцией гаусса с параметром го - радиусом пучка по уровню 1/е. Определив параметр пучка го нагревающего импульса лазера, и, зная энергию нагревающего импульса, можно получить зависимость указанных величин от интенсивности лазерного излучения.
Наклонное падение лазерного импульса на мишень приводит к тому, что взаимодействие излучения с веществом для правой и левой части пятна (рис.2.6) на мишени вдоль большой оси эллипса происходит в различные моменты времени (рис.2.9). Сечение двумерных распределений гы(х,у) и tfmdfo.y) взятое вдоль оси Оу соответствует воздействию лазерного излучения в одинаковый момент времени to- Поэтому посторенние сечения осуществляется вдоль малой полуоси эллипса.
Значения изменений амплитуды и фазы комплексного коэффициента отражения, полученные при различных интенсивностях лазерного излучения, нанесены на график (рис.2.11) в виде дискретных точек. Сплошные кривые представляют собой результаты измерения этих же величин с использованием профиля интенсивности импульса с энергией Етах_ Наблюдается хорошее совпадение результатов во всем диапазоне интенсивностей лазерных импульсов. Следовательно, в диапазоне интенсивности ОЛІт г 1тах профиль лазерного импульса совпадает с формой гаусса. Среднестатистический разброс величин rind и imj в проведенном эксперименте составляет Дг 3%, А 1 -8% во всем диапазоне интенсивностей лазерного импульса. В параграфе 3.6 рассмотрен процесс оптимизации параметров взаимодействия мощных фемтосекундных лазерных импульсов с металлическими мишенями для генерации рентгеновского характеристического излучения. Приведены результаты измерений квантового выхода рентгеновского характеристического излучения от параметров лазерного импульса: поляризации и интенсивности.
Фемтосекундная хром: ф орстеритовая лазерная система
Эксперименты проводились с использованием тераваттной фемтосекундной лазерной системы инфракрасного диапазона спектра на основе активного элемента хром:форстерит, которая обеспечивает генерацию импульсов длительностью 80 - -120 фс с энергией до 90 мДж с частотой повторения 10 Гц на длине волны 1240 нм с шириной спектра по полувысоте (FWHM) 26 нм [84]. Система состоит из задающего генератора, стретчера, кольцевого регенеративного усилителя, усилителя мощности и компрессора. Все предыдущие лазерные системы на основе хром:форстерита [85, 86, 87] имели в составе задающий генератор и регенеративный усилитель, при этом их выходная энергия не превышала 0.5 мДж. Генератор излучает непрерывный цуг импульсов на длине волны 1250 нм, длительностью 55 фс, частотой повторения 90 МГц и энергией отдельного импульса в цуге 2 нДж при мощности накачки 7 Вт. Стретчер собран по схеме с одной дифракционной решеткой 600 штр/мм, плоским и сферическим зеркалом [f= 700 мм), служащими в качестве однократного телескопа, меняющего дисперсию с отрицательной на положительную. Временной расширитель увеличивает длительность импульсов осциллятора до 50 пс.
Далее чирпированный импульс усиливается с помощью регенеративного усилителя (третий модуль) с кольцевым резонатором, не требующего применения развязки Фарадея. Резонатор образован двумя плоскими и двумя сферическими зеркалами с радиусами кривизны 75 см. В двухканальном электронно-оптическом затворе Поккельса, применяемого для инжектирования затравочного излучения генератора и вьшрыска усиленного излучения из резонатора, используется кристалл ДКДП. Накачка осуществляется излучением импульсного YAG:Nd3+-лазера (Solar LQ-129-М) с длительностью импульса генерации 12 не, энергией в импульсе 20 мДж и частотой повторения 10 Гц. При этом плотность мощности излучения накачки достигает 3.1 Дж/см2. Энергия импульса на выходе регенеративного усилителя равна 450 мкДж, что соответствует коэффициенту усиления 3x105.
Для реализации эффективного усиления одиночного импульса и обеспечения высокого амплитудного контраста после регенеративного усилителя используется схема, состоящая из двух скрещенных призм Глана (первая призма Глана пропускает излучение -поляризации, вторая - /7-поляризованное излучение) и электрооптического затвора, расположенного между ними. Использование этой схемы позволяет улучшить контраст по интенсивности между основным и побочными импульсами, которые выходят из регенеративного усилителя вследствие отражения небольшой части энергии импульса от поляризатора при каждом обходе резонатора. Высокий контраст необходим для использования излучения фемтосекундных лазеров с высокой выходной мощностью в экспериментах, так как побочные импульсы не должны приводить к изменениям поверхности мишени до воздействия основного импульса.
Усилитель мощности чирпированных импульсов состоит из трех многопроходных усилителей. Накачка осуществляется двумя YAG:Nckiia3epaMH с модулированной добротностью (Solar LQ-129) с энергией импульса 600 мДж каждый, длительностью 10нс, частотой повторения 10 Гц на длине волны 1.064 мкм. Диаметр и расходимость усиливаемого импульса корректируется между каскадами при помощи телескопов Галилея так, чтобы его плотность мощности оставалась ниже величины плотности мощности насыщения 0.8 Дж/см2 и порогового значения нелинейных фазовых искажений.
Откачка камеры производилась до давления 10" мм.рт.ст. В состав экспериментальной схемы по воздействию мощного фемтосекундного лазерного излучения на твердотельные мишени входили следующие узлы: узел фокусировки лазерного излучения, мишенный узел, регистрирующий узел рентгеновского излучения.
Для оценки распределения лазерного излучения, формируемого объективом в фокальной плоскости и оценки размера пятна фокусировки, его изображение переносилось с увеличением в плоскость регистрирующей ПЗС-матрицы. Профиль пятна зарегистрированного излучения и его форма показаны на рис.3.7. Размер пятна по уровню 1/е составляет 10 мкм, что отличается от расчетного теоретического значения в силу искажений волнового фронта лазерного пучка тепловыми линзами в активном элементе усилительных каскадов лазера и аберрациями самого объектива.
Определение размера неоднородности плазмы в момент воздействия нагревающего импульса
В результате обработки интерферограмм методом двумерного преобразования Фурье было получено пространственное распределение фазы комплексного коэффициента отражения исследуемой плазмы. Для исследования воздействия наносекундного пьедестала ASE и предъимпульсов на поверхность мишени, измерения фазы проводились в диапазоне отрицательных задержек зондирующего импульса относительно нагревающего. При временной задержке hi&іау =-1.5пс интенсивность нагревающего импульса на поверхности мишени составляет 10"7 от максимального значения /тах (рис.3.4) и находится ниже значения порога испарения материала мишени (при пиковом значении интенсивности /тах 10 Вт/см ). Изменение фазы комплексного коэффициента отражения в области отрицательных задержек означает формирование предплазмы до момента воздействия максимума интенсивности нагревающего импульса.
Длительность переднего фронта лазерного импульса составляет 1,5пс по уровню от 10"7 до максимума интенсивности. Поскольку в эксперименте интерес представляла величина характерного масштаба неоднородности предплазмы на момент воздействия максимума интенсивности лазерного импульса, то измерения фазы проводились за 1.5пс от максимума интенсивности нагревающего импульса.
На рис.3.18, (б) построена зависимость изменения фазы комплексного коэффициента отражения (ось ординат слева, 1 [рад]) от величины временной задержки между нагревающим и зондирующим импульсом. Величина характерного масштаба неоднородности плотности плазмы L [нм], соответствующая изменению фазы комплексного коэффициента отражения, обозначена на оси ординат справа.При значении временной задержки Atdeiay — О фс (когда максимум интенсивности временного профиля интенсивности нагревающего импульса совпадает с максимумом зондирующего) величина изменения фазы комплексного коэффициента отражения составила 1.2 рад, что соответствует величине L = [(l/tie)(dne/dz)] 40 нм. Тогда значение характерного масштаба неоднородности, отнесенное к длине волны лазерного излучения, вычисленное по результатам измерений, принимает значение LA, 0.03, что меньше величины предсказанной Гиббоном для резонансного поглощения. Таким образом, полученные экспериментальные данные подтверждают предположение, что вакуумный нагрев при указанных параметрах эксперимента, является основным механизмом создания быстрых электронов.
Рентгеновские импульсы длительностью порядка нескольких сотен фемтосекунд нашли широкое применение в экспериментальных работах [100-106]. Исследование биологических объектов в рентгеновском диапазоне спектра требует наличия источника фотонов с энергиями 20- -100 кэВ малой длительности для сокращения дозы рентгеновского излучения. Для количественной идентификация химических смесей, анализа кристаллических композиций и точного определения постоянных кристаллической решетки и исследования ударных волн в твердотельных мишенях [107] применяются методики, основанные на дифракции рентгеновских лучей.
В данном разделе приведены результаты исследований зависимости квантового выхода характеристического излучения от интенсивности и поляризации нагревающего лазерного импульса. В эксперименте использовалась схема, приведенная на рис.3.5. Угол падения фемтосекундного излучения на мишень составлял а =45. На рис.3.19 приведена зависимость интенсивности линий Ка = Ка]+Ка2 излучения от интенсивности нагревающего лазерного импульса -поляризации на поверхности мишени.
Наблюдаемое насыщение выхода Ка излучения с увеличением интенсивности лазерного импульса может быть связано с ростом температуры электронов. Электроны с большими значениями энергии имеют меньшие величины сечений возбуждений Ка перехода. Кроме того, с ростом лазерной интенсивности высокоэнергетичные электроны глубже проникают в поверхность твердого тела, а значит, генерируют линии Ка излучения дальше от поверхности мишени. Таким образом, рентгеновские фотоны перепоглощаются по пути от места возникновения к поверхности образца, приводя к снижению величины квантового выхода.
Для исследования абсолютного квантового выхода рентгеновского излучения был проведен эксперимент, в котором воздействие на мишени Си и Fe осуществлялось при наклонном падении нагревающего импульса на мишень (а = 45) на основной частоте (р-поляризация) и 2-ой гармонике (s-поляризация). В последнем случае на пути лазерного излучения до входа в вакуумную камеру устанавливался кристалл DKDP с эффективностью преобразования 20%.
Вследствие большой шероховатости поверхности мишени (Rz 0.05 мм) при воздействии нагревающего импульса возможно возникновение компоненты электрического поля, направленной вглубь поверхности мишени. Второй причиной генерации линий Ка могут являться искажения волнового фронта в перетяжкеv фокусируемого лазерного пучка вследствие аберраций фокусирующего объектива, что так же приводит к появлению / -компоненты электрического поля вглубь мишени.
Проведенные исследования эффективности генерации рентгеновского характеристического излучения плазмы, вызванного взаимодействием горячих электронов с атомами мишени Си показали, что наибольшее значение коэффициента преобразования лазерного излучения в рентгеновское 5.4x10"4 достигается при энергии лазерного импульса /, 15мДж, в то время как для Fe при энергии /,- 15 мДж коэффициент конверсии не превышает значения 1.6x10"4.
