Крылов К.И., Прокопенко В.Т., Тарлыков В.А. Основы лазерной техники (1990) (1151950), страница 55
Текст из файла (страница 55)
Эти лазеры найдут широкое практическое применение в силу своих высоких энергетических параметров излучения. Однако при создании рентгеновских, гамма-лаверов и лазеров на свободных электронах возникают трудности, не разрешенные до конца н в настоящее время, Одна из ннх состоит в получении для первых двух лазеров эффективных источников накачки, позволяющих обеспечить необходимую инверсию населенности излучающих частиц в активной среде. Вторая трудность связана с созданием лазерных резонаторов, работающих в столь коротком диапазоне длин волн.
Оптические элементы, используемые в обычных газо" вых илн твердотельных лазерах, з рентгеновском или гаммаднапазоне применить невозможно. Поэтому создание положительной обратной связи и вывод энергии нз резонатора представляют собой сложную проблему. Третья трудность состоит в выборе и недостаточно разработанной технологии изготовления активных элементов лазеров. 9Л.
РЕНТГЕНОВСКИЕ ЛАЗЕРЫ Рентгеновский лазер относится к группе плазменных лазеров, поскольку активной средой является объемно-рекомбинирующая плазма. Рентгеновские лазеры работают в импульсном или непрерывном режиме. Так, в отличие от обычных импульсных газовых лазеров они используют задний фронт импульса накачки (после- свечение), в то время как обычные газовые импульсные лазеры— передний фронт импульса накачки. В случае непрерывного режима работы у рентгеновского лазера необходимо поддерживать объемное охлаждение электронов при повышенной степени ионизации плазмы.
Такую плазму можно создать за счет значительной энергии электронного луча илн энергии ядерного взрыва. В плазменной активной среде создаютси условия, усиливающие свет. В простом представлении усиливающая среда является двухуровневой системой, состоящей из атомов, ионов, молекул с энергией Е, и Еь, причем Е, < Еь. Если свет интенсивностью ( падает иа такую среду, то произведения 1иь..Ч, и !о,ьМь опре- 24! деляют скорости поглощения и индуцированного излучения фотонов в единице объема среды (здесь оь, и п,ь — сечения фото- переходов между уровнямн, М, и Мь — их населенности).
При наличии термодннамического равновесия выполняется равенство оьд, = о,,д, поэтому изменение нигенсивности света, распространяющегося вдоль оси г, описывается формулой б((~(г = ось(й'ь — да~(.~К.) 1, где д, и дь — статистические веса. При термодинамнческом равновесии разность ЛЖ = ̄— — АЖ./д, отрицательна, поскольку среда всегда поглощает излучение. При наличии усиления света для инверсной среды имеем: ЛМ ~ О; Мь "'" ДьМа(йа.
В плазме распределение свободных электронов описывается параметрами М, (концентрацией) и Т„. (температурой), Различают два типа неравновесности; ионизациоипую и рекомбинационную. Лазеры на основе ионизационно-неравновесной среды принято называть газовыми, на основе рекомбииационио-иеравповесной— плазменными. Для газовых лазеров выполняется условие а ~ аравч (Ме, Те) для плазменных — условие а= ар'эч(М„Т,), где а и ар„„— степень ионизации неравновесной и равновесной плазмы соответственно.
Механизм работы плазменного лазера можно представить исходя из следующих рассуждений. После элементарного акта нейтрализации зарядов электроны переходят в основное состояние атомов, молекул илн ионов не сразу, а только после ряда переходов между возбужденнымя состояниями. Совокупность этих переходов образует рекомбинацнонный поток по возбужденным состояниям. Этот поток в одних состояниях задерживается, а через другие протекает быстро. Процесс рекомбинационной релаксацки складывается из многих элементарных актов. В одних случаях при фоторекомбинации положительного иона и электрона образуются атомы в основном состоянии.
В других случаях образуются атомы (молекуль| нли ноны более низкой кратности) в возбужденных состояниях. Такие процессы могут протекать по следующим схемам: 1) прилипанпе электрона к иону при участии третьей частицы, уносящей выделившуюся энергию (роль тречьвй частицы играет, как правило, электрон); 2) прилипание электрона к молекулярному иону с последующей диссоциацией; 3) нейтрализация отрицательного и положительного ионов. Затем из возбужденных состояний электроны переходят на энергетически более низкие уровни с излучением энергии.
В этом и состоит 242 "Ра а н а .а а и ную роль среди таких переходов играют обычно акты девозбуждення электронным ь ь ударом н спонтанные радиационные переходы. а а ПРиведенная выше схема релаксации соответствует простейшей модели кинетики 1 1 заселенности рабочих уровней а и Ь активной среды Рвс. 9.1. схема ввквчкк к очкаткв рва»- плазменного лазера. Если чвх трвввв» газового (а) в вввзвввввнв плазма переохлаждена, то (в) лазеров переходами а — д можно пренебречь. Будем считать, что весь рекомбинационный поток протекает через верхний рабочий уровень Ь (рис. 9.)).
В установившемся режиме имеем: г)Ж,|й = йа»ИЬ вЂ” 'йаИ, — — О; <~~»!ь)Ь = Иь|твнн — йь)УЬ вЂ” О* (9 )) где т „= ) (1|Ф,) (бйЬ,/б() ~ „— характерное время рекомбинации иона; й„, й», 'л,ь — кинетические коэффициенты (йа и йь величины, обратные характерным временам разрушения уровней а и о й ь — определяет число переходов в единице объема в единицу времени).
Из первого выражения (9.1) можно определить условие инверсии б.ь = Р.~й.)|(ИЬ(й») =- й-ьаь! й.Ь ( ' При этом коэффициент усиления активной среды, соответствующей полной очистке нижнего рабочего состояния, будет х = ПаЬ ~' Ь Максимальная удельная мощность генерации равна Ф Ранна |Ь|ХаЬ|врнн. При этОм ящн„-— — Оаь~~|травя». На основе приведенных выше рассуждений можно сделать вывод, что, во-первых, для получения инверсии населенности следует обеспечить эффективную очистку нижнего рабочего состояния, т. е.
подобрать такие параметры плазмы и выбрать в качестве ее основы атом (молекулу, ион) с таким расположением уровней, чтобы обеспечивалось достаточно большое значение Ф,. Во-вторых, для достижения больших коэффициентов усиления и больших удельных мощностей нужно готовить интенсивно-рекомбинационную плазму, В Ряде случаев получить активную среду для плазменного лазера при выполнении перечисленных выше условий значительно легче, чем для иониэационных (газовых)лазеров.
Свойство плазмы 243 газовых лазеров таково, что с увеличением плотности газа и тем- пературы свободных электронов становится все труднее обеспе- чивать инверсность путем заполнения состояния 6 из основного, минуя нижний рабочий уровень и (рис. 9.1). Предположим, что контур спонтанной линии перехода Ь- а доплеровский, тогда его ширина равна Аьз = 2пз~оХ ', где и— средняя хаотическая скорость излучающих ионов. Можно оце- нить необходимую в плазме населенносгь зт', и М» рабочих уров- ней, при которых коэффициент усиления активной среды будет Хзлаь (Уь Дыба(йьН4 бьз где А ь — вероятность перехода. Усиление имеет место в том случае, если коэффициент усиления будет больше некоторого по- рогового значения н„, . Пороговая населенность верхнего рабо- чего состояния при этом описывается формулой зл з л'зьь оп ' пняьзз ь 4 ь.
Можно рассчитать пороговую удельную энергию источника для образования инверсной среды: Яг„р — Ьс)У„,р/Хб, (9.2) где б — доля перехода 6 -ь. а в средней энергик, затрачиваемой внешним источником на образование одного иона в состоянии о, Из формул (9.2) можно определить йг„э для создания актив- ных сред даже на коротких волнах ),. Так, при ) = О,! нм н ~„б = 10-' условие йг > йг„ьр будет выполнено, если лазерную энергию в 104 Дж сфокусировать цилиндрической линзой в объем г'.5 — 1О см 10 з см'.
Требовании к скорости накачки и мощ- ности источника представляются невыполнимыми. Соответству- ющие пороговые величины можно определить по формулам: 1 зор = х порЛвф, Рпьр = ((Упор/тьф, где т,ф — эффективное время распада верхнего состояния.
Для эффективного излучения плазмы на рабочем переходе не. обходимо обеспечить малые времена ее охлаждения, что является в настоящее время сложной, но осуществимой задачей. Например, имеем лазерную плазму, образованную сфокусированным излучением мощного лазера н адиабатнчески охлаждающуюся в ходе взлета в вакуум. При длине волны усиливаемого излучения = 5,0 —:20,0 нм лазер, накачивающий в среду энергию, должен иметь длину волны не меньше, чем Х~ = 1О' —:3 10' нм. Мош,- ность же лазера накачки при объеме создаваемой им плазмы г'.5 = 1О см.0,1 см' должна составлять Р 1О" —:!Огз Вт. Оценки показывают, что охлаждение должно протекать за время, меньшее чем т„зз = 3 10 ' с.
Таким образом, для реализации рентгеновского лазера необходимо подобрать материал для образования плазмы, режимы ее получения и существования. Имеется несколько возможностей 244 достижения инверсной населенности в рентгеновском диапазоне. Одна из них — электронно-столкновнтельное возбуждение Ые-подобных ионов. В данном случае лазерная генерация возникает в результате переходов с уровней возбужденных состояний ЗР на 35. Энергетическое расстояние между этими уровнямн велико в более тяжелых 10-электронных ионах, которые могут быть получены при отрывании внешних электронов в нейтральных атомах Бе и у. Устойчивость замкнутой 1О-электронной оболочки в этих элементах позволяет сохраниться ионам достаточно длительное время для достижения лазерной генерации.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
