Крылов К.И., Прокопенко В.Т., Тарлыков В.А. Основы лазерной техники (1990) (1151950), страница 56
Текст из файла (страница 56)
При выборе данной плазмы исходят нз условий миннмизацин захвата переходом 35 — 2Р и создания минимальной температурной неоднородности. Эксперимент прв создании подобной плазмы проводится так, что импульс второй гармоники лазера на неодимовом стекле (Х = 534 нм) с длительностью 450 пс направляется на тонкопленочную мишень, представляющую собой нанесенные на пластмассовую подложку металлические полоски длиной 1 — 2 см, шириной 0,9 мм и толщиной 150 нм. Лазерная генерация наблюдалась от испаренной под действием неодимового луча плазмы на длинах волн 20,6 н 20,9 нм для 5е и 15,5 нм для У. Получена генерация на длине волны 13 нм в Мя, 10 нм в Мо. Эффективность преобразования по энергии составляла 10 ' при энергии накачки 2 кДж. Получение рентгеновского излучения возможно при возбуждении Не-подобных ионов (двухэлектронных ионов), Их энергетические спектры и систематика уровней зо многом повторяют атом гелия, у которого имеются мегастабильные состояния 2'5 и 2'5.
Уровни 2'5 н 2'5 ионов (главиое квантовое число и = 2) существенно отстоят от резонансного уровня 2'Р, вероятность излучения с которого максимальна. 9.2. ГАММА-ЛАЗЕРЫ Способ генерации гамма-излучения с помощью радиоактивных кристаллов, содержащих долгоживущне ядерные изомеры, был предложен еще в 1972 году.
Ядерная изометрия заключаечся в существовании ядер с одинаковыми числами протонов и нейтронов, но с различными характерными временами радиоактивного распада. Гамма-излучение можно получить только на основе переходов между энергетическими уровнямн ядер. Здесь имеются две возможности: либо использовать радиоактивные вещества с относительно небольшим периодом полураспада (часы, сутки), либо создать активную среду, возбуждаемую гамма- н гамма-нейтронным излучением.
Для реализации первого способа должна быть разработана технология получения радиоактивных изотопов с относительно неболыпим периодом полураспада, из которых затем 245 необходимо вырастить кристалл в виде активного элемента гамма- лазера.
Этот элемент должен обеспечить большой коэффициент усиления и иметь большую протяженность прн малом поперечном сечении для обеспечения направленного излучения. Для реализации второго способа получения гамма-излучения нужно использовать источники накачки с гигантской энергией, достижимой лишь нри ядерных взрывах, поскольку метастабнльных уровней активная среда не имеет и активатор живет в возбужденном состоянии малое время, порядка !О " с.
Процесс вынужденного испускания возбужденными ядрами под влиянием гамма-квантов в резонансных условиях характеризуется большим значением эффективного поперечного сечения х~ 0 -Р 2яб В 2и В +- 2ю,) Гх (! + ь) ' где А — длина волны резонансного гамма-излучении; й — постоянная сверхтонкой структуры; з, и з, — спины ядра в возбужденном и основном состояниях;  — вероятность вынужденного излучения гамма-кванта без отдачи; Р— ширина эмиссионной линни; т — время жизни гамма-кванта в возбужденном состоянии. Коэффициент усиления гаммз-излучения равен и = йФп, где )у— разница возбужденных ядер и ядер в основном состоянии.
Если принять Ф = )Ом см ', А = )О ' см и Н = ), то и=)0"— Гх ' Видно, что эффективность усплеиия гамма-излучения определяется параметром Гт. Усиление возможно лишь в случае, если коэффициент затухания т) будет ниже коэффициента усиления я. В радиоактивных кристаллах Ч ж ! см '. Отсюда следует, что ширина линии не должна превышать естественную ширину более чем на три нли четыре порядка. Время жизни возбужденного со. стояния должно быть очень велико, порядка нескольких суток, В случае долгоживущих состояний эмиссионнаи линия уширяется. Создание гамма-лазеров для практического использования является сложной задачей, н в настоящее время эта проблема находится еще в стадии исследования.
9.3. ЛАЗЕРЫ НА СВОБОЦНЫХ ЭЛЕКТРОЬ)АХ Ранее рассматривались лазеры, использующие переходы между уровнями дискретного эяергетического спектра квантовых систем. Однако существуют возможности создания лазерных приборов с непрерывным энергетическим спектром излучения высокой монохроматичности и когерентиости. Таким прибором является лазер на свободных электронах (или кратко г-лазер), представляющий собой устройство, принцип действия которого основан на яэлуче. 246 ~иолаоььоранньш ~ еленяьроинь~и бутон Рис. З.з. Основные еле менты конструкции лаве ров на свободных влек тронах ооное ение дьодяиьии ьленыронныи лучок нии релятивистским электронным потоком, движущимся во внешнем электромагнитном поле. Таким полем может быть переменное по пространству магнитное поле, мощное лазерное излучение (комптоновскнй лазер), поле периодической структуры кристаллов (черенковский лазер) и т.
д, Если электрон излучает, двигаясь в когерентном поле внешнего сигнала, то новый фотон, в соответствии со статистикой Бозе, испускается иа частоте и фазе внешнего стимулирующего поля. Частотой излучения е-лазеров можно легко управлять, изменяя энергию электронного потока. Так, для комптоновского лазера отношение частоты излучения к частоте накачки равно 4Еьдьлсь)ь, где Š— энергия электрона; т — масса его покоя.
Когерентное излучение е-лазеров может лежать в диапазоне от рентгеновского до дальнего ИК-диапазона. В лазерах на свободных электронах нет принципиальных ограничений на мощность генерируемого излучения, а эффективность может достигать 20%. Механизм индуцированного излучения е-лазера может быть представлен в рамках понятий классической физики. Поле накачки, периодическое в пространстве магнитное поле, созданное виглер-магнитом, раскачивает электронный пучок. Составляющие такого поля расположены перпендикулярно к направлениям излучения и движению электронов. Электроны (рис, 9.2) раскачиваются в поперечном направлении.
Небольшая поперечная составляющая скорости, называемая скоростью раскачки, совпадает по направлению с электрическим полем излучения Е, что является причиной потери электронами энергии, идущей на усиление поля излучения. Запущенные в систему моноэнергетнческие электроны, проходя сквозь периодическое магнитное поле, совершают поперечные колебания. Так как направление колебаний совпадает с направлением электрического поля излучения, электроны могут обмениваться энергией с полем излучения.
На входе в систему электроны расфазированы и излучают некогерентно. Это спонтанное тормозное излучение. В дальнейшем так называемая пондермоторная 247 ~ амкониккем ~ имли.нмм ииидкеим деиеАачо иакуиеиик Е+ исеекьзейакиыи ииектдоинои иусок Рнс. 9.3. Схема нметльсного лавера на свободных елеатронах оеие 1 — (о,/с] Длина волны излучения Х для релятивистских электронов составляет примерно Х,/2ус, где у, — релятивистский гамма-фактор, равный (! — ра/сс)п', а Х, — длина волны колебаний электронов, указанная на рнс. 9.2. Длина волны излучения значительно меньше длины волны колебаний и может варьироваться путем изменения энергии электронного пучка. Расстояние между электронными импульсами и длина резонатора подобраны так, чтобы отраженные импульсы излучения были синхронизованы с входящими электронными импульсами. Ком.
248 волна — следствие биения поля излучения и поля виглер-магнита — группирует электроны в зоне взаимодействия, что создает условия когерентного излучения, Происхождение пондермоторной или захватывающей волны, вызывающей группировку электронов по осевому направлению, связано с действующей на электроны силой Лорентца, пропорциональной произведению векторов скорости и магнитного поля ЬВ 1.
Продольная пондермоторная волна, возбуждающая волну плотности, похожа на медленно бегущую электромагнитную волну в классических генераторах бегущей волны. Пондермоториая волна группирует электроны, замедляя одни и ускоряя другие. Если осевая скорость электронов ие несколько превьппает скорость пондермоторной волны, средняя энергия электронов падает, усиливая поле излучения. Слишком большой разброс в скоростях может ухудшить сгруппированность электронов, а тем самым и условии отдачи энергии. В выражение ЬВ 1 для силы, обусловливающей пондермоторную воину, входят скорость колебаний электронов рм обычно много меньшая осевой скорости ое, и магнитное поле излучения Вн.
Частота и волновое число излучения в вакууме связаны соотношением в = сй. Фазовую скорость пондермоторной волны оо рассчитывают по формуле со/(й + /с,), где /с, — волновое число колебаний электронов. Она примерно равна осевой скорости электронов се. Условие сиихронизм а для потока сгруппированных электронов задает частоту излучения поненты магнита отстоят друг от друга на расстояние 3,3 см, общая его длина 5,3 м.
Сила магнитного поля составляет 2,3 кГс. Волновой подход описания процессов, происходящих в е-лазере, дает более полное представление. Можно рассматривать единичный акт рассеяния фотона (м,й,) иа электроне с импульсом р в присутствии и, фотонов (м,Е,). Дифференциальное сечение рассеяния определяется в этом случае соотношением где о, — сечение спонтанного процесса рассеяния. Частота рассеянного излучения а, может быть рассчитана по формуле м, =- ю~ ~ ! — ( — ) соз 61 ~ ( ! — —, сов 6~ + — ') (! — сов 6) '.
Здесь 6, и 6, — углы между вектором скорости и волновыми векторамн начального (г, и рассеянного (г, фотонов; 6 — - угол междуй,ий,, Лазеры на свободных электронах могут работать н в импульсном режиме. Схема импульсного лазера показана на рис. 9.3. Основу лазера составляет сверхпроводящий магнит с определенными пространственньна периодом и напряженностью поля. Идет взаимодействие поля магнита и электронных импульсов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
