Содержание к диссертации
Введение
1, Обзор литературы.,., 6
2 Методы
2.1. Шлирен метод 9
2.2. Абсорбционный метод , 13
2.3 Интерферометрия ,. 16
Исследование лазерно-ипдуцировашюй плазмы
3, Экспериментальное определение параметров лазеро-индуцированной плазмы при абляции в воздухе и вакууме 23
4, Экспериментальное определение параметров лазеро-индуцированной плазмы при самоканалировании в воздухе и вакууме 32
5, Диагностика рентгеновского излучения из лазеро-индуцированной плазмы в вакууме 53
6, Многоволновая структура лазеро-индуцированной плазмы ., 19
7, Отрыв плазменных сгустков , 91
Заключение 97
Список литературы
- Шлирен метод
- Абсорбционный метод
- Интерферометрия
- Экспериментальное определение параметров лазеро-индуцированной плазмы при самоканалировании в воздухе и вакууме
Введение к работе
Лазер (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation), несомненно, является одним из величайших изобретений в истории науки. Создателями первого Мазера (Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radiation) были: Ч. Таунс и независимо от него Н.Г. Басов совместно с A.M. Прохоровым в 1954 году. Эти учёные получили нобелевскую премию в 1964 году за "for fundamental work in the field of quantum electronics, which has led to the construction of oscillators and amplifiers based on the maser-Iaser principle". В дальнейшем, исследование лазеров стало новым витком в науке. Появились различные типы лазеров такие как: газовые лазеры, жидкостные и твердотельные (на диэлектрических кристаллах, стеклах, полупроводниках). С помощью появившихся лазеров открылась возможность создавать и исследовать плазму — четвёртое состояние вещества.
В настоящее время ведётся активное исследование плазмы, в связи с тем, что плазма всё ещё не достаточно изучена. Кроме того, бесконечно растущая потребность человечества в энергии подстёгивает учёных более детально изучить образование и поведение плазмы полученной в результате различных процессов, к примеру, плазму, полученную в результате лазеро-индуцированного разряда в различных средах, для создания альтернативных источников энергии. В этой области на плазму возлагаются большие надежды. Так же идея создания рентгеновского лазера во многом базируется на возможности плазмы испускать узконаправленное рентгеновское излучение [23].
В данной работе были поставлены цели:
Исследовать процессы формирования лазеро-индуцированной плазмы в различных средах, таких как воздух, вакуум, инертный газ - аргон.
Проследить динамику плазмы в различных средах при различных режимах работы лазера.
Оценить основные параметры плазмы, такие как: электронную плотность, плазменную частоту, электронную температуру и др.
Исследовать рентгеновское излучение из плазмы, оценить его мощность и направленность.
Для исследования процесса формирования лазеро-индуцированной плазмы, ее динамики во времени, определения электронной плотности использовались абсорбционный и интерференционный методы, описанные в главах 2.2 и 2.3. Там же описаны применявшиеся для этого экспериментальные установки. Кроме того, в главе 2.1 описан шлирен метод диагностики, для того чтобы объяснить, что в принципе этот метод так же может применяться для диагностики плазмы, но в некоторых случаях его путают с абсорбционным методом из-за его большой схожести с ним.
В главе 3 рассмотрен процесс формирования плазмы в результате лазерного воздействия на металлическую мишень в различных средах, процесс абляции.
Одной из наиболее значимых глав будет являться глава 4, в которой рассматриваются процессы самофокусировки и самоканалирования в плазме. Там же будет приведено теоретическое описанные этих процессов и исследована зависимость различных режимов работы лазера для формирования плазменных каналов в воздухе, аргоне, вакууме.
В пятой главе будет рассмотрена рентгеновская диагностика лазеро-индуцированной плазмы в вакууме, динамика рентгеновского излучения из плазмы во времени, динамика электронной температуры во времени, а так же будет описано узконаправленное сильное рентгеновское излучение из лазеро-индуцированной плазмы. Описана экспериментальная установка.
Шлирен метод
Абсорбционный метод исследования плазмы наиболее часто применяемый на практике метод, позволяющий определять распределение электронной плотности в плазме, при известном значении температуры плазмы.
Ослабление интенсивности лазерного излучения в неоднородной лазеро-индуцированной плазме получается в результате интеграции локально эффективных коэффициентов абсорбции на пути зондирующего луча с оптической плотностью г {у).
Действительно, если отношение интенсивности зондирующего луча /0 до прохода через плазму и / после прохода через плазму соответствует:
Где Kbb(v),Kbf(v),Kff(i )- абсорбционные коэффициенты для связанно связанных, связанно-свободных, свободно-свободных переходов соответственно. В нерезонансном случае, если длина волны зондирующего излучения не попадает в полуширину линии данного оптического перехода, Кьь{у)можно пренебречь. Кроме того Kv(v) (фотоионизация) так же не будет вносить существенного вклада в связи с тем, что энергия фотона на длине волны зондирующего излучения лазера является меньшей, чем энергия ионизации вольфрамового (так же медного) атома и ионов.
Основной вклад в т{у) вносит коэффициент Kff{v), который даётся выражением: Где: Те- электронная температура плазмы, є- заряд электрона, с-скорость света, me- масса электрона, Ne,N;- концентрация электронов и ионов соответственно, є0 - электрическая постоянная, h- постоянная Планка, v частота лазерного излучения, Z- заряд иона, Gz - гаунтовский коэффициент, к-постоянная Больцмана.
При данном методе исследования лазеро-индуцированной плазмы регистрируется двухмерное изображение плазмы, но учитывая цилиндрическую симметрию плазмы и результаты полученные в результате интерферометрического метода, при Ne=Nt возможно определить Kff(z,r) и температуру плазмы.
На рисунке 2.2.1 представлена экспериментальная установка для определения Kff{r,z) для различных моментов времени относительно основного лазерного импульса.
Зондирующий лазерный луч (Л = 532пт) выходящий из лазера попадая на призму Р отражается в ней под углом 90 и далее следует на телескоп обозначенный BE, расширяясь в телескопе до 025mm следует на призму Р. Отражаясь в призме по углом 90 луч подсвечивает мишень Т. В эту область сфокусирован длинно-фокусный микроскоп MS, который фокусирует изображение поверхности мишени и образующуюся на ней плазму через интерференционный фильтр для длины волны А = 532±5пт на матрицу CCD камеры, которая передаёт изображение на компьютер посредством специальной Frame grabber карты и специальных программ. Основной лазерный луч с длиной волны Я = 1064шя выходящий из лазера, проходя оптическую линию задержки, сконструированную из Зх зеркал М, фокусируется посредством линзы L с фокусным расстоянием (f = 25cm) на поверхность мишени Т и образует на её поверхности в результате взаимодействия с мишенью, лазеро-индуцированную плазму. За счёт увеличения или уменьшения пути основного лазерного луча относительно зондирующего, возможно устанавливать различные временные задержки прихода зондирующего луча в широком диапазоне -I4ns++2ns. Кроме того, учитывая, что время снятия изображения Лг = 100ps, которое определяется временем импульса подсветки зондирующем лучом на А = 532пт и максимальная скорость расширения плазмы составляет Z)«107-108 —, s возможно за счёт изменения временных задержек проследить динамику плазмы, так как максимальное смещение изображения Д/«10/ш и не будет давать существенных искажений в абсорбционную картину.
Использование голографической интерферометрии впервые было предложено Островским и Островской [31]. Достоинством голографической интерферометрии является тот факт, что представляется возможным исследовать концентрацию электронов и ионов в плазме, не прибегая к измерениям других параметров плазмы, таких как электронная или ионная температура и др.
Для исследования параметров плазмы (форма плазмы, электронная плотность) в данной работе применялся интерферометр Майкельсона — это классический широко известный метод. Оптическая схема интерферометра Майкельсона является частным случаем общей схемы четырехзеркального интерферометра.
Абсорбционный метод
В этой части рассматривается процесс абляции в воздухе и вакууме. Определяются параметры плотности лазеро-индуцированной плазмы в момент её образования и распределение электронной плотности в ударной волне.
В результате воздействия лазерного излучения на твёрдую металлическую мишень происходит процесс испарения металла в локальной области, в которую сфокусирован лазерный луч. В результате этого образуется близ поверхности мишени атомарный газ, который ионизуется за счёт действия эффекта многофотонной ионизации. Так как оптическое излучение является достаточно сильным J = 10l3-H014—-, то ионизация происходит вследствие одновременного поглощения нескольких фотонов. Другими словами, большая мощность света отменяет закон о наличии красной границы фотоэффекта: ионизация может произойти под действием излучения с большой длиной волны, если мощность этого излучения достаточно велика, как в нашем случае. Поскольку при многофотонной ионизации для выбивания одного электрона требуется несколько квантов, фототок перестает линейно зависеть от интенсивности света. Таким образом, отменяется и второй закон классического фотоэффекта. Согласно квантовой механике, электроны в атомах могут находиться лишь в состояниях с некоторыми вполне определенными значениями энергии. Поэтому после поглощения первого фотона, энергия которого недостаточна для ионизации, атом не может ждать, когда к нему подлетит второй фотон, поскольку энергия состояния ожидания запрещена квантовой механикой. Тем не менее, случайно (а из-за сложности атомных спектров такие случаи достаточно вероятны) может оказаться, что после поглощения какого-либо фотона энергия атома приблизится к разрешенному энергетическому состоянию. А далее следует учесть, что энергетическое положение этого состояния само зависит от интенсивности лазерного излучения, поскольку интенсивность велика. Возникает явление, называемое динамическим эффектом Штарка и состоящее в возмущении атомного спектра лазерным полем. В результате положения атомных уровней начинают меняться с изменением лазерной интенсивности [45]. Поскольку энергия каждого светового кванта в многофотонном случае может быть очень мала, и следовательно, велик период световых колебаний, многофотонная ионизация должна в пределе переходить в случай ионизации атома в постоянном электрическом поле создав таким образом затравочные электроны. Начинается лавинная ионизация. Под действием электрической силы (магнитная мала) электрон совершает вынужденные колебания на фоне поступательного движения с некоторой скоростью. В результате рассеяния при упругих столкновениях с атомами направление движения электрона каждый раз изменяется резким и случайным образом, поэтому поступательное движение является хаотическим. Таким образом, поле совершает над электроном работу, которая идёт на увеличение его кинетической энергии, которая очень быстро становиться гораздо больше энергии колебательного движения. Следует учесть так же, что при столкновении с атомами электрон вынужденно поглощает и испускает световые кванты. Можно показать, что средняя скорость набора энергии в поле фотонов выражается формулой.
Электроны, ускоряясь в электромагнитном поле лазерного луча, приобретают энергию, достаточную для ионизации от молекулы или атома за счёт неупругого столкновения, отдавая на это приобретённую энергию. От каждого энергичного электрона получается два медленных и они, в свою очередь, приобретают энергию от поля, ионизируют атомы, получается четыре и т.д. [46].
Отличительной особенностью лазерной системы, используемой в экспериментах, является наличие препульсов с контрастом от 1:2 до 1:500по отношению к основному импульсу. Контраст мог устанавливаться с помощью SPS (Single Pulse Selector) в лазерной системе.
Интерферометрия
На рисунке 4.1а и 4.lb приведены абсорбционная и интерференционная фотографии для момента времени -100;«, показывающие момент начала входа основного лазерного импульса. Отчётливо просматривается процесс самофокусировки лазерного импульса и следующие за ней процесс самоканалирования в плазменный канал. На рис. 4.1с приведён график распределения электронной плотности в ударной волне восстановленный из интерференционной картины 4.lb для области, в которой это представлялось возможным. На нём хорошо просматривается фронт ударной волны. Легко увидеть, что на фронте ударной волны плотность электронов является критической плотностью и на рис. 4.1а эта область чёрного цвета, на рис. 4.1Ь так же видно, что плазма на фронте ударной волны настолько плотная, что интерференционное определение электронной плотность в этой области не представляется возможным, из-за отражения зондирующего излучения.
Очевидно, что на фронте ударной волны электронная плотность является критической и спадает на периферии перед фронтом ударной волны. В этой области происходит процесс поглощения лазерного излучения. При этом возможны несколько механизмов абсорбции плазмой лазерного излучения. При низкой интенсивности излучения доминирует обратное тормозное излучение, при более высокой интенсивности лазерного излучения абсорбция происходит посредством процессов резонансной абсорбции и параметрической нестабильности.
Если рассматривать процесс резонансной абсорбции лазерного излучения плазмой, то она возникает при определенном угле в (где 0 - угол между волновым вектором и вектором электрического поля) проникновения лазерного излучения в плазму с высоким градиентом концентрации электронов, и возможно возбуждение резонансных колебаний плазмы в области плазмы с критической концентрацией электронов. Необходимым условием является то, что электромагнитное поле волны имеет продольные компоненты параллельные к градиенту плотности. Тем не менее, электромагнитная волна отражается не при критической концентрации электронов N , а при плотности
В точке отражения вектор электрического поля Е падающего лазерного излучения является параллельным относительно градиента концентрации электронов. Электроны колеблются в этом поле. При этом они колеблются между областями высокой и низкой концентрации электронов. Это ведет и к колебанию в плазменной концентрации, что может вызывать плазменные волны. Таким образом, энергия лазерного излучения превращается в энергию плазменных волн.
Если же рассматривать процесс параметрической нестабильности, то он К осуществляется при докритическои концентрации электронов в плазме и— [49]. В ненамагниченной плазме различают: продольные электронные плазменные волны (Ленгмюровские волны), продольные ионно-акустические волны (ионно-аккустические волны описываются на основании уравнения Д.. -І Эйлера — = —Vp, его решение получается в виде v = v0e til""iw \ где волновой dt р вектор к определяет направление распространения волны, а его модуль \к\ - —, Cs с,- фазовая скорость cs= \—) и электромагнитные волны. В литературе в V A большинстве случаев рассматриваются следующие комбинации абсорбции падающего лазерного излучения: 1. Ионно-акустическая волна и вторичная электромагнитная волна (Stimulated Brillum Scattering). 2. Электронная плазменная волна и вторичная электромагнитная волна (Stimulated Raman Scattering). 3. 2 плазмона (Two Plasmon Decay). (Квант плазменных колебаний называется плазмоном, его энергия E = ha »3.73-1(Г1.у/л , где Л концентрация электронов ст ъ) 4. Электронная плазменная волна и ионно-акустическая волна. Кроме того, возможна филаментация падающего лазерного излучения за счёт параметрической неустойчивости [50].
Рассмотрим процесс самоканалирования лазерного излучения при прохождении основного луча в уже сформированной плазме от препульса в атмосфере воздуха. На поверхности мишени видно резкое возрастание плотности, что является следствием абляционного процесса. В момент времени соответствующий Ops интенсивность воздействия лазерного луча максимальна и за счет неустойчивости при самофокусировке. В этот момент времени наблюдается образование большого количества плазменных каналов (в каждом из которых мощность близка к пороговой), которые были зафиксированы с помощью абсорбционной фотографии и интерферометрии на длине волны Л = 532пт. Радиальное распределение концентрации электронов в канале показано на Рис. 4.1с, что соответствует определённой области на интерференционной фотографии и указано на ней.
Экспериментальное определение параметров лазеро-индуцированной плазмы при самоканалировании в воздухе и вакууме
При изучении процессов, проходящих в веществах, облучаемых высокоинтенсивным лазерным излучением, особую важность представляет изучение рентгеновского излучения из плазмы. Рентгеновское излучение несёт информацию о временном ходе температуры, плотности вещества в различных точках пространства. К примеру, даже простое обнаружение излучения с длиной волны 10А (hv&l.2keV)служит указанием на то, что в плазме
существуют электроны с энергиями того же порядка.
Для проведения подобного рода измерений требуются методика и аппаратура, позволяющие регистрировать рентгеновское излучение плазмы в широком спектральном диапазоне ОЛ-МО keV с высоким временным \Q+30ps и пространственным разрешением [61].
Известно, что при температуре плазмы в несколько сотен электрон-вольт плазма испускает интенсивное рентгеновское излучение с длинами волн короче 50А (мягкое до 2А, жёсткое ниже 2А). Оно складывается из непрерывного тормозного, рекомбинационного, а так же линейчатого излучения «оптического» типа. Детальное исследование рентгеновского спектра даёт информацию об электронной температуре плазмы и её изменении во времени и степени её отклонения от равновесного состояния [62].
Для диагностики лазеро-индуцированной плазмы в вакууме применялся метод рентгеновской спектроскопии. Основным измерительным прибором являлась x-ray камера (RFR-4) с высоким временным разрешением 20ps. Параметры мишени и угла между поверхностью мишени и падающим лазерным излучением варьировались. Мишени использовались из разных материалов, таких как Си, W, Та, Ag. Для Си мишени так же варьировался угол и составлял 90, 60, 45, 30, 23, 19 градусов между поверхностью мишени и падающим лазерным излучением. Кроме того, были сделаны интерференционные и абсорбционные измерения лазеро-индуцированной плазмы для Си на углах соответствующих 90, 60, 45, 30, 23 градусам между падающим излучением и поверхностью мишени на различных временах задержки.
На рисунках 5.1 и 5.2 показаны схемы работы x-ray камеры объясняющая принцип её работы. Основной лазерный импульс с длиной волны \024nm падает на мишень и образует плазму. Зондирующий лазерный импульс с длиной волны 532ши в данном случае служит тригерным сигналом для запуска рентгеновской камеры, потому что камере требуется время порядка 9ns до прихода основного импульса для перехода в режим «готов». Зондирующий луч падает на быстрый фотодиод (r 40Qps), фотодиод в свою очередь генерирует электрический
импульс, который и подаётся на камеру как тригерный. После образования плазмы, плазма начинает излучать фотоны вследствие тормозного излучения и излучения многозаряженных ионов. Фотоны распространяются по всей области в диапазоне угла 2к. В том числе они попадают через апертуру на фотокатод и из фотокатода происходит выход электронов. Эти электроны отклоняются в электрическом поле образуемым электродами, которые находятся под напряжением \0kV и потом попадают на экран. Выходной экран x-ray streak camera состыкован с матрицей 14 бит CCD камеры Cordin, с помощью которой осуществляется снятие и обработка изображения. Напряжение на электродах варьируется в зависимости от того, какая временная развёртка была задана. Использовались блоки развёртки 3ns,10т,30ns. Апертурная щель сдвинута относительно центра на 5тт.
Для спектроскопического анализа использовались фильтры различной толщины из А1 (1.5, 3, 4.5, 6, 7, 7.5, 9, 12, 14, 21, 500 цт), Fe(\.%fim), Ве(70, 140/ш), фотокатод АифШрт) выполненный на LavsanQfim), расположение фильтров варьировалось.
