Генерирование жестких квантов при стимулированных двухквантовых переходах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

Содержание.

Введение.

Глава 1. Генерирование жестких фононов при двухквантовых фотон-фононных переходах в непрямозонных полупроводниках.

1.1 Введение.

1.2 Методы генерирования жестких фононов с частотами близкими к предельно возможным.

1.3 Поглощение света при непрямых фотон-фононных переходах в кристаллах.

1.4 Скорость стимулированных двухквантовых фотон-фононных переходов.

1.5 Усиление фононов при двухквантовых фотон-фононных переходах.

1.6 Потери фотонов и фононов в кристаллах.

1.7 Скоростные уравнения двухквантовой фотон-фононной генерации.

1.8 Динамика двухквантовой фотон-фононной лазерной генерации в кристаллах.

1.9 Устойчивость стационарных состояний фотон-фононной генерации.

1.10 Оптическая и акустическая прочность кристаллов.

2.2 Двухквантовые стимулированные переходы с квантами из разных степеней свободы излучателя.83

2.3 Эффект Мессбауэра.86

2.4 Форма линии гамма-излучения ядер в присутствии вынуждающего акустического поля.88

2.5 Тепловое акустическое поле кристалла.92

2.6 Вынуждающее акустическое поле ультразвуковой волны.94

2.7 Спектр гамма-излучения ядер при стимулировании испускания фононов отдачи.100

2.8 Экспериментальные данные о перестройке спектра гамма-излучения ядер в кристаллах.103

2.9 Заключение.105

Глава 3. Индуцированное двухквантовое гамма-излучение свободных ядер при внешнем поджиге.108

3.1 Введение.108

3.2 Прблема гамма-лазера.108

3.3 Двухквантовые стимулированные переходы ядер во встречных фотонных пучках.114

3.4 Усиление встречных фотонных пучков. Скоростные уравнения.117

3.5 Поджиг лавинообразной стимулированной двухквантовой генерации.121

3.6 Динамическая распределенная обратная связь.124

3.7 Скорость двухквантовых стимулированных переходов.126

3.8 Уширение линии излучения.129

3.9 Численные оценки и возможности проведения эксперимента.133

3.10 Заключение.136

Глава 4. Индуцированная аннигиляция атомов позитрония при внешнем поджиге.138

4.1 Введение.138

4.2 Внешний поджиг индуцированной аннигиляции атомов позитрония.139

4.3 Поджиг стимулированной лавинообразной двухквантовой аннигиляции атомов парапозитрония.144

4.4 Скоростные константы двухквантовой индуцированной аннигиляции парапозитрония.150

4.5 Численные оценки для парапозитрония и возможности проведения эксперимента.153

4.6 Динамика усиления встречных поджигающих пучков при трехквантовой индуцированной аннигиляции атомов ортопозитрония.154

4.7 Заключение.156

Глава 5. Стимулированное гамма-излучение свободных изомерных ядер при антистоксовских переходах.159

5.1 Введение.159 4

5.2 Излучательные ядерные переходы с учетом эффекта отдачи .163

5.3 Конверсия рентгеновского излучения в стимулированное гамма излучение изомерных ядер.169

5.4 Усиление стимулированного гамма излучения.172

5.5 Численные оценки.174

5.6 Заключение.179

Глава 6. Источники рентгеновского излучения большой яркости (обзор зарубежной печати).181

6.1 Введение.181

6.2 Рентгеновские трубки.183

6.3 Синхротронные источники рентгеновского излучения второго поколения.185

6.4 Синхротронные источники рентгеновского излучения третьего поколения. Спонтанное излучение ондуляторов и вигглеров.188

6.5 Источники рентгеновского излучения четвертого поколения. Рентгеновские лазеры на свободных электронах.196

6.6 Плазменные источники рентгеновского излучения.209

6.7 Плазменные рентгеновские лазеры.212

6.8 Комптоновские источники жесткого рентгеновского и гамма-излучений.216

6.9 Сравнение различных источников рентгеновского излучения.218

Заключение.235

Литература.238

Введение

Задача продвижения спектральной границы когерентного электромагнитного излучения и когерентных акустических колебаний в коротковолновую область является актуальной с момента создания первых лазеров. Стимулированное генерирование жестких квантов -гамма-фотонов и терагерцовых фононов - требует разработки новых физических подходов к индуцированному испусканию. Двухквантовые переходы играют в этом отношении особую роль, открывая возможность непрямого воздействия на процесс испускания жестких квантов путем стимулирования длинноволновой части перехода. При этом, увеличение скорости испускания длинноволновых квантов ведет к росту скорости всего двухквантового перехода в целом и, следовательно, к увеличению скорости испускания коротковолновых жестких квантов. Такой подход позволяет частично компенсировать уменьшение вероятности двухквантовых переходов по сравнению с одноквантовыми, оставляя все преимущества двухквантового перехода, заключенные в богатой и разнообразной нелинейной динамике излучения, присущей двухквантовым процессам.

Целью диссертационной работы является разработка и теоретическое обоснование новых методов генерирования жестких квантов - гамма-фотонов и терагерцовых фононов - при стимулированных двухквантовых переходах.

В первой главе диссертации рассмотрены двухквантовые фотон-фононные переходы в непрямозонных полупроводниках, где возможно стимулирование как оптической, так и акустической частей перехода, а также одновременное стимулирование обеих частей.

Исследована возможность генерирования когерентных поперечных

12 13 акустических фононов в терагерцовом диапазоне частот (10 - 10 Гц) при непрямых стимулированных фотон-фононных междузонных переходах.

Двухквантовые переходы с участием разнородных квантов привлекают внимание возможностью воздействия на испускание и поглощение излучения одной природы полями другой природы. Исследование нелинейных фотон-фононных взаимодействий в кристаллах привело к разработке различных оптических методов генерирования фононов. При этом, особый интерес вызывает генерирование жестких фононов с частотами близкими к предельно возможным для данного кристалла (обычно в терагерцовом диапазоне частот), а также стимулированное генерирование жестких когерентных фононов (фононный лазер).

В 1961 году [1] впервые было продемонстрировано усиление ультразвуковых импульсов в рубиновом кристалле, а затем показано стимулированное генерирование фононов с частотой около 10 ГГц [2,

3] на электронных переходах примесных ионов. В середине 70-х годов разработка методов оптического генерирования фононов терагерцового диапазона частот привлекла внимание к исследованию возможности стимулированного генерирования высокочастотных фононов. Впервые усиление терагерцовых фононов было продемонстрировано в 1978 году [4], а затем усиление высокочастотных фононов в различных типах кристаллов было показано и в других работах [5, 6, 7].

Однако, лазерное генерирование когерентных фононов в терагерцовом диапазоне частот не получено до сих пор. Это может быть объяснено двоякой ролью примесных ионов внедряемых в кристалл для получения на их электронных переходах стимулированной фононной эмиссии.

Действительно, во всех упомянутых выше работах усиление фононов достигалось при их взаимодействии с инверсной электронной населенностью примесных ионов. Как хорошо известно, для достижения лазерного генерирования усиление фононов в данной акустической моде должно быть достаточным для компенсации всех видов потерь фононов из данной моды, связанных не только с фононным поглощением (процессами релаксации энергии фононов), но и с рассеянием фононов из данной моды (процессами релаксации импульса фононов). При низких частотах (до ЮГГц) последний вид потерь фононов из моды пренебрежимо мал. Этим и объясняется получение фононной лазерной генерации в гигагерцовом диапазоне частот еще в начале 60-х годов [2].

При высоких частотах фононное рассеяние резко возрастает и в терагерцовом диапазоне частот потери фононов из данной моды акустического поля вследствие рассеяния фононов на всевозможных примесях (включая и рабочие примесные ионы) становятся доминирующими. Именно по этой причине до настоящего времени продемонстрировано лишь усиление (рост общего числа) терагерцовых фононов в кристалле, а не фононная лазерная генерация.

Таким образом, с одной стороны, примесные ионы внедренные в кристалл являются рабочими ионами, а с другой стороны, высокочастотное рассеяние фононов на этих же ионах препятствует получению фононной лазерной генерации.

Для преодоления этого противоречия и достижения фононной лазерной генерации (а не только усиления) в терагерцовом диапазоне частот в первой главе диссертации предложен другой подход основанный на использовании двухквантовых фотон-фононных междузонных электронных переходов в непрямозонных достаточно чистых полупроводниках без примесных ионов. Показано, что при инверсной населенности уровней, близких к краям соответствующих зон, стимулирование фотонной части этого перехода светом достаточно интенсивного внешнего лазерного источника приводит к появлению стимулированной генерации жестких когерентных поперечных акустических фононов с частотами близкими к

12 13 предельно возможным (10 -10 Гц).

Возникшая акустическая лазерная генерация стимулирует фононную часть рассматриваемого двухквантового перехода, что приводит к возрастанию скорости испускания фотонов и появлению усиления света внешнего лазерного источника. Усиление света внутри кристалла позволяет снизить интенсивность внешнего стимулирующего излучения без срыва акустической лазерной генерации, а при достаточно большой скорости накачки, поддерживающей инверсную электронную населенность, и совсем отключить внешний источник излучения. Рассматриваемая система при этом переходит в состояние с одновременной лазерной генерацией фотонов и фононов.

Актуальность рассмотрения этих вопросов в диссертации обусловлена не только фундаментальным интересом к терагерцовым фононам, но и возможностью практического применения. Среди наиболее интересных применений можно назвать фононную спектроскопию примесных ионов [8], прямое исследование рассеяния фононов в кристаллах [9], изучение электрон-фононного взаимодействия (ответственного за сверхпроводимость), с целью определения величины константы связи [10]. Полученные в диссертации результаты были использованы автором при разработке новых методов охлаждения твердых тел при поглощении света [11, 12, 13, 14]. Результаты диссертации могут быть также использованы при разработке и создании новых типов полупроводниковых лазеров на основе непрямозонных полупроводников.

Основное содержание первой главы диссертации изложено в публикациях [15, 16, 17, 18, 19, 20, 21].

Во второй главе диссертации идея использования многоквантовых стимулированных переходов с квантами полей разных типов с целью воздействия полей одной природы на поля другой природы получает дальнейшее развитие. Здесь исследуются многоквантовые фотон-фононные переходы в кристаллах с одновременным испусканием возбужденным атомным ядром гамма-кванта и испусканием или поглощением одного или нескольких фононов. Стимулирование фононной части таких фотон-фононных переходов в кристалле открывает возможность непрямого влияния на ядерные гамма-переходы без непосредственного воздействия жесткого гамма-излучения. В результате, появляются широкие возможности управления формой линии спектра гамма-излучения ядер в твердом теле посредством стимулирования испускания фононов отдачи с помощью внешнего источника вынуждающих ультразвуковых колебаний. Во второй главе диссертации с единых позиций, используя аппарат когерентных состояний осцилляторов акустического поля, подытоживается обширный материал относящийся к возможности направленной трансформации спектра гамма-излучения (поглощения) ядер в твердом теле посредством стимулирования испускания фононов отдачи с помощью внешнего источника вынуждающих ультразвуковых колебаний.

Как известно [22], при определенных условиях спектр гамма-излучения ядер в твердом теле содержит узкую несмещенную линию с естественной шириной, соответствующую внутриядерному радиационному переходу, который не сопровождается испусканием фононов отдачи (эффект Мессбауэра). Широкие боковые крылья этого спектра обусловлены процессом излучения гамма-квантов с одновременным испусканием или поглощением одного или нескольких фононов.

Следует отметить одну важную особенность таких многоквантовых переходов, состоящую в том, что участвующие в переходе кванты не только относятся к полям разной природы, но и связаны с различными степенями свободы одного и того же излучающего ядра. Если испускание гамма-кванта обусловлено изменением внутреннего состояния ядра, т.е. изменением энергии относительного движения составляющих его нуклонов, то испускание или поглощение фонона обусловлено смещением центра масс этого ядра и в конечном итоге изменяет энергию коллективного движения ядер кристаллической решетки.

Перераспределение энергии между различными степенями свободы одного и того же излучающего ядра не требует никакого специального механизма взаимодействия, а определяется законами сохранения энергии и импульса. Фононное поле оказывается связанным с полем излучения лишь тем, что они оба относятся к одному и тому же ядру. Поэтому при стимулировании фононной компоненты рассматриваемого многоквантового перехода возрастание скорости испускания гамма-квантов не происходит (в отличие от фотон-фононных переходов в непрямозонных полупроводниках, рассмотренных в предыдущей главе). Другими словами, площадь под спектральной кривой интенсивности гамма-излучения ядер в твердом теле остается постоянной. Однако форму спектральной кривой можно менять, изменяя параметры вынуждающего акустического поля.

При стимулировании фононной компоненты перехода возрастает вероятность процессов, в которых наряду с гамма-квантами испускаются фононы, уносящие энергию отдачи или поглощаются фононы, возбуждаемые в кристалле внешним источником. В результате, амплитуда боковых крыльев спектра интенсивности гамма-излучения возрастает, а амплитуда мессбауэровской несмещенной линии спектра убывает так, чтобы площадь под спектральной кривой интенсивности оставалась неизменной. Таким образом, модуляция интенсивности вынуждающих ультразвуковых колебаний приводит к модуляции амплитуды мессбауэровской линии спектра гамма-излучения.

Если интенсивность вынуждающих акустических колебаний превышает уровень теплового фона в данном частотном диапазоне, то стимулированное испускание фононов отдачи будет происходить, главным образом, в пределах частотной полосы ультразвука. В спектре интенсивности гамма-излучения появляются боковые линии (сателлиты), смещенные относительно мессбауэровской компоненты на величину кратную частоте вынуждающих ультразвуковых колебаний и соответствующие испусканию или поглощению одного, двух и т.д. фононов вынуждающего поля. Увеличение степени монохроматичности ультразвука приводит к сужению боковых линий до ширины близкой к естественной, а изменение частоты вынуждающих ультразвуковых колебаний открывает возможность их частотной перестройки.

Относительные амплитуды мессбауэровской линии и сателлитов определяются условиями возбуждения вынуждающих акустических колебаний и зависят от интенсивности, поляризации, направлении распространения и степени когерентности ультразвуковой волны [23].

Актуальность рассмотрения в диссертации направленной трансформации спектра гамма-излучения (поглощения) при стимулировании испускания фононов отдачи обусловлена широтой использования указанных методов в гамма-резонансной спектроскопии твердого тела (см. обзор [24]) .

Основное содержание второй главы диссертации изложено в публикациях [25, 26, 27, 28].

В третьей главе диссертации рассматривается индуцированное двухквантовое гамма-излучение свободных ядер во встречных вынуждающих фотонных пучках. Исследуется возможность внешнего поджига лавинообразной двухквантовой стимулированной генерации гамма-фотонов.

Многолетние тщетные попытки построения гамма-лазера на мессбауэровских бесфононных переходах ядер, помещенных в матрицу твердого тела (см., например, [29, 30, 31, 32]), побуждают задуматься об альтернативных подходах. В сущности причина обращения к бесфононному ядерному переходу коренится в стремлении повысить сечение стимулированного испускания, предельно уменьшив ширину линии спонтанного излучения посредством устранения воздействия теплового движения атомов. В этом смысле мессбауэровская линия естественной радиационной ширины служит некоей идеальной целью, при достижении которой сечение стимулированного испускания перестает зависеть от величины матричного элемента перехода и оказывается максимальным.

Такая идеальная ситуация вряд ли может быть реализована как из-за всевозможных и, по-видимому, трудноустранимых в действующем лазере источников неоднородного уширения ядерной линии в твердом теле, так и из-за однородного уширения, связанного с наличием наряду с радиационным других параллельных каналов релаксации возбужденного состояния (в первую очередь процесса внутренней конверсии), а также в силу конечности ширины нижнего уровня лазерного перехода, если этот уровень не является основным.

Поэтому, стремясь повысить сечение стимулированного испускания, следует на самом деле заботиться не об осуществлении условий получения бесфононной мессбауэровской линии естественной ширины, а лишь о максимально возможном сужении линии спонтанного испускания.

Такой подход тотчас же делает необязательной необходимость помещения ядер в матрицу твердого тела, вызывающую множество усложнений [29-32], и направляет внимание на рассмотрение свободных ядер в газах и пучках частиц [33, 34, 35, 36]. В этом случае первым подлежащим устранению источником уширения линии является хаотическое тепловое движение ядер. Анализ требуемого уменьшения доплеровской ширины линии однофотонного перехода [34-36] посредством монокинетизации движения ядер в направлении продольном по отношению к ожидаемому пучку гамма-квантов свидетельствует о необходимости понижения эффективной продольной температуры атомов или ионов до микрокельвинового уровня, что сегодня не представляется недостижимым.

В диссертации рассмотрен альтернативный метод устранения отрицательной роли хаотического движения ядер, не требующий глубокого охлаждения и основанный на известной богатой практике субдоплеровской двухквантовой спектроскопии поглощения во встречных пучках.

Актуальность исследования поджига двухквантовой стимулированной генерации гамма-фотонов с помощью встречных вынуждающих фотонных пучков обусловлена, прежде всего, возрождением интереса в нашей стране и за рубежом к построению гамма-лазера на изомерных переходах свободных ядер.

Основное содержание третьей главы изложено в публикациях [37,38,39,40,41,42]

В четвертой главе диссертации рассматривается применение метода внешнего поджига, разработанного в предыдущей главе, к ансамблю атомов позитрония. Исследуется возможность внешнего поджига встречными фотонными пучками лавинообразной индуцированной аннигиляции атомов позитрония, сопровождаемой испусканием гигантского импульса когерентных гамма-квантов.

Антиматерия, как идеальный источник инверсных состояний с отрицательной температурой [43, 44], давно привлекает внимание исследователей, ищущих пути к получению когерентной генерации гамма-квантов и, в конечном итоге, созданию гамма лазера (аннигиляционный гамма-лазер). Особенно часто, как наименее экзотическая, рассматривалась в этом отношении реакция аннигиляции электронов и позитронов [45, 46, 47, 48, 49, 50].

Изучение электромагнитных процессов, происходящих в электрон-позитронной плазме является многообещающим направлением исследований, лежащих на стыке таких дисциплин как нелинейная оптика, электродинамика активных сред, лазерная физика. Для лазерной физики процесс аннигиляции электрон-позитронной плазмы весьма интересен, в частности тем, что аннигиляционное излучение попадает в недоступный для современных лазеров гамма диапазон длин волн.

Как известно [51], при малых относительных скоростях свободных электронов и позитронов у<ас (а - постоянная тонкой структуры, с - скорость света в вакууме) становится существенным кулоновское притяжение между ними и их аннигиляция происходит в большинстве случаев через стадию образования водородоподобного связанного состояния электрона и позитрона - атома позитрония. В низшем энергетическом состоянии атом позитрония существует в двух видах: с антипараллельными спинами электрона и позитрона (парапозитроний) и параллельными спинами электрона и позитрона (ортопозитроний). Основное состояние ортопозитрония со спином равным единице является триплетным (трехкратно вырождено по проекциям спина), тогда как основное состояние парапозитрония синглетно. В силу законов сохранения энергии и импульса и закона сохранения зарядовой четности при электромагнитных взаимодействиях, атом парапозитрония аннигилирует с испусканием только четного числа (двух и более) фотонов, а атом ортопозитрония -с испусканием только нечетного числа (трех и более) фотонов. В связи с отсутствием конкуренции со стороны одноквантовых переходов, оба вида атомов позитрония оказываются чрезвычайно привлекательными для применения метода внешнего поджига индуцированной аннигиляции с помощью встречных интенсивных фотонных пучков.

Важным преимуществом атомов позитрония перед ядрами является возможность использования релятивистских позитрониевых пучков, что, благодаря доплеровской трансформации, существенно снижает требования к источнику поджигающих фотонов встречного направления.

Разумеется другой пучок фотонов, совпадающий с направлением движения атомов позитрония, испытывает обратную трансформацию и, поэтому, энергия поджигающих фотонов в нем должна быть чрезвычайно большой. Следует отметить, однако, что фотоны нужной энергии и нужного направления рождаются в каждом акте двухквантовой спонтанно-стимулированной излучательной аннигиляции атомов парапозитрония, вызванной одним только первым поджигающим пучком. В таких радиационных переходах внешнее электромагнитное излучение стимулирует лишь одну часть двухквантового перехода к испусканию фотона, второй же фотон излучается спонтанно. При этом, согласно законам сохранения энергии и импульса в системе покоя атома позитрония частоты обоих фотонов совпадают, а направление вылета спонтанного фотона строго противоположно направлению стимулирующего излучения. Рожденные таким образом спонтанные фотоны идеально подходят для последующего участия в актах двухквантовой стимулированно-стимулированной аннигиляции атомов позитрония и, следовательно, могут играть роль второго поджигающего пучка.

Необходимо подчеркнуть, что такая жесткая связь между стимулированным и спонтанным фотонами уникальна именно для процесса аннигиляции, когда происходит исчезновение излучателя. При ядерных двухквантовых спонтанно-стимулированных переходах направление вылета спонтанного фотона может изменяться в широких пределах телесных углов от 0 до 4 к , а импульс отдачи принимает на себя ядро.

Актуальность предпринятого в четвертой главе диссертации исследования возможности поджига встречными фотонными пучками индуцированной двухквантовой аннигиляции атомов позитрония обусловлена многообещающими результатами, полученными при применении метода внешнего поджига к свободным ядерным ансамблям. В первую очередь это относится к установлению, присущей лишь двухквантовому стимулированному испусканию во встречных фотонных пучках, динамической распределенной обратной связи. Нелинейность обратной связи вызывает при достижении параметра активности среды и яркости поджигающих фотонных пучков критических значений лавинообразное снятие возбуждения ядер (или аннигиляцию атомов позитрония), сопровождающееся излучением гигантского импульса когерентных гамма квантов.

Основное содержание четвертой главы изложено в публикациях [52,53,54,41,42]

Пятая глава диссертации посвящена исследованию возможности использования долгоживущих ядерных изомеров для построения гамма-лазера. Гамма лазер привлекает внимание исследователей на протяжении многих лет. Уникальную возможность для построения гамма лазера предоставляют изомерные возбужденные состояния ядер с энергией от десятков кэВ до десятков МэВ и временем жизни от нескольких микросекунд до нескольких десятков и даже сотен лет. Инверсная среда, приготовленная путем фотохимического отделения долгоживущих возбужденных ядерных изомеров от невозбужденных, могла бы быть, в принципе, использована для получения усиления стимулированного гамма излучения. Однако, необходимость использования ядер с большими временами жизни в возбужденном изомерном состоянии обуславливает столь узкую радиационную ширину рабочего перехода, что даже небольшие возмущения приводят к значительному уширению линии излучения и катастрофическому падению сечения стимулированного излучения. В первую очередь это относится к доплеровскому уширению, которое в гамма диапазоне оказывается настолько большим (доплеровская ширина пропорциональна энергии гамма перехода), что, с учетом нерезонансных потерь гамма квантов при их распространении в среде, процесс усиления оказывается невозможным.

В большинстве предложенных схем ядерного гамма лазера предполагается использование эффекта Мессбауэра для изомерных ядер в кристаллической решетке с целью значительного увеличения взаимодействия стимулированного гамма излучения с резонансными переходами. Использование безотдачных мессбауэровских ядерных переходов позволило бы устранить доплеровское уширение и свести ширину линии гамма излучения к естественной. К сожалению, эффект Мессбауэра имеет место только для короткоживущих ядерных состояний с временем жизни меньше ~10мкс, которого совершенно недостаточно для отделения возбужденных ядерных изомеров и приготовления из них кристаллической инверсной среды.

Трудности с построением самосогласованной схемы твердотельного гамма лазера на мессбауэровских ядерных переходах

55] привели к разработке альтернативной концепции гамма лазера

56] на охлажденных (монокинетизированных) пучках свободных ядер. Центральным моментом этой концепции является спектральное расщепление линий гамма излучения и поглощения в охлажденном ядерном ансамбле. Как известно, для свободного ядра центры линий излучения и поглощения гамма квантов смещены друг относительно друга на удвоенную величину энергии отдачи. Современные методы лазерного охлаждения нейтральных атомов [57] позволяют настолько снизить доплеровскую ширину ядерного гамма перехода, что линии излучения и поглощения перестают перекрываться. В результате, возникают предпосылки для появления спектрально-локальной инверсии населенностей, то есть усиления стимулированного гамма излучения в определенной области частот даже без общего превышения числа возбужденных ядер над невозбужденными.

Долгоживущие возбужденные изомеры, оставляющие достаточное время для охлаждения ядерного ансамбля и снижающие требования к скорости накачки, являются чрезвычайно привлекательными и в концепции гамма-лазера на свободных ядрах. При этом, непосредственное использование изомерного возбужденного состояния в качестве верхнего уровня лазерного перехода по-прежнему нецелесообразно, так как радиационная ширина этого медленного перехода существенно меньше доплеровской даже после охлаждения и, следовательно, сечение стимулированного излучения оказывается очень маленьким.

Вместо этого, можно рассмотреть ускоренный распад метастабильного изомерного состояния в обход прямого запрещенного перехода. Так, антистоксовское рассеяние интенсивного электромагнитного излучения через вышележащий быстро распадающийся уровень могло бы ускорить переход с изомерного уровня на основной. В отсутствие резонанса между энергией падающих фотонов и энергией перехода между изомерным и промежуточным уровнем, увеличение скорости распада оказывается незначительным даже под действием интенсивного излучения современных оптических лазеров [58, 59, 60]. Возможность ускоренного распада ядерного изомерного состояния при резонансном спонтанном антистоксовском рассеянии рентгеновского излучения теоретически показана в [61].

В [62, 63, 64, 65] экспериментально продемонстрировано ускоренное высвобождение энергии изомерного состояния ядра при гигантском резонансном поглощении рентгеновских фотонов с энергией достаточной для достижения критических состояний ядра, обусловленных его деформацией.

В данной главе рассматривается резонансная антистоксовская конверсия падающего широкополосного рентгеновского излучения в стимулированное гамма излучение свободных изомерных ядер. При антистоксовском рассеянии происходит двухквантовый переход ядра из начального долгоживущего изомерного состояния через вышележащий промежуточный уровень в конечное состояние, расположенное ниже изомерного. Этот процесс сопровождается поглощением ядром рентгеновского фотона и одновременным испусканием спонтанного или стимулированного гамма кванта. Возможен и обратный процесс резонансного поглощения испущенного гамма кванта с переходом ядра из основного состояния в промежуточное. Если, вследствие отдачи получаемой ядром, линии излучения и поглощения перестают перекрываться, то результирующим процессом будет усиление стимулированного излучения. Приведенный в данной главе квантовомеханический расчет сечения резонансного стимулированного антистоксовского рассеяния с квантами разной и иногда большой мультипольности (типичная ситуация для изомерных ядерных переходов) приводит к оценке коэффициента усиления стимулированного гамма излучения в ядерном пучке со спектрально-локальной инверсией, а также к оценке пороговой спектральной плотности потока рентгеновского излучения. Расчет производится по теории возмущений, требующей некоторого обобщения для включения в рассмотрение эффекта отдачи, которым обычно пренебрегают при изучении оптических электронных переходов в атоме. Основные результаты этой главы изложены в публикациях [66, 67 68, 69, 70]

Шестая глава диссертации представляет собой обзор современных источников рентгеновского излучения большой яркости. Как видно из результатов диссертации, полученных в предыдущих главах, одним из основных препятствий для получения стимулированного гамма излучения и построения гамма-лазера является отсутствие в настоящее время источника рентгеновского излучения с достаточно большой спектрально-угловой плотностью потока фотонов. Поэтому обзор различных существующих рентгеновских источников и выяснение перспектив построения новых источников представляется чрезвычайно важным

Главная цель обзора это сравнение характеристик излучения различных рентгеновских источников. Основная трудность такого сравнения заключается в большом разнообразии единиц измерения принятых для описания одинаковых физических величин, характеризующих рентгеновское излучение различных источников.

Так, перечислим только некоторые единицы измерения яркости

2 2 рентгеновского излучения: число фотонов/(с мрад мм в полосе ЛЕ/Е=0,1%) (для синхротронного излучения и излучения ондуляторов, вигглеров или рентгеновских лазеров на свободных

2 2 электронах); число фотонов/(с мрад мм в полосе ЛЕ/Е=0,01%) (для излучения плазменных рентгеновских лазеров); фотон/(см с срад кэВ) (для излучения рентгеновских трубок, рентгеновских лазеров); фотон/(см с срад Гц) (для излучения плазменных рентгеновских

2 2 2 2 ' лазеров); Вт/(мрад мм Гц) или Вт/(мрад мм в полосе АЕ/Е=0,1%) для синхротронного излучения и лазеров на свободных электронах). В результате, корректное сравнение яркостей различных источников требует дополнительных знаний о частоте излучения, частотной ширине спектра и т.д.

Более того, в некоторых случаях сообщается только о потоке (фотон/с) или плотности потока (фотон/с см ) рентгеновского излучения (комптоновекие источники) и яркость приходится определять с учетом условий проведения измерений (расстояния до приемника, площадь приемника и т.д.).

Рентгеновское излучение горячей плотной плазмы обычно характеризуется ее температурой Т (К или эВ) и пересчет в обычные единицы яркости, требует знаний о том, как эта плазма была получена (линчующийся электронный разряд, "hohlraum"). Часто в этих случаях используются приближенные или даже эмпирические формулы пересчета.

Обзор посвящен современным зарубежным источникам рентгеновского излучения большой яркости. Особое внимание уделяется лазерным источникам дающим интенсивное когерентное рентгеновское излучение высокой направленности. Подробно рассматриваются два проекта создания рентгеновских лазеров на свободных электронах (проект HASYLAB/DASY, Гамбург, ФРГ и проект LCrS (Linac Coherent Light Source), Стэндфордский университет, Калифорния, США), а также плазменные рентгеновские лазеры с различными вариантами накачки. Производится сравнение спектрально-угловых плотностей потока (яркости) рентгеновского излучения различных источников.

Все известные источники рентгеновского излучения классифицируются в обзоре по типам: синхротронные источники, ондуляторы и вигглеры, лазеры на свободных электронах, источники на основе обратного комптоновского рассеяния, плазменные источники (лазерная плазма, капиллярный разряд, разряд с Z или 8 пинчем). Описание каждого типа источника начинается с краткого изложения физических основ явления, на котором он построен.

Для обзора используются свежие материалы конференций, технические отчеты соответствующих лабораторий, а также самые последние новости, полученные с интернетовских сайтов лабораторий-разработчиков описываемых источников рентгеновского излучения. Для наглядного представления результатов широко используются таблицы и графики.

Во введении указывается диапазон рассматриваемых длин волн и перечисляются типы рассматриваемых источников. Коротко описываются различные области применения источников рентгеновского излучения, в том числе для накачки гамма-лазеров, для прецизионных и нанотехнологий (литография сверхвысокого разрешения, неразрушающая микроскопия и голография биологических структур и т.д.). На наглядной диаграмме показывается динамика изменения яркости источников рентгеновского излучения с момента открытия в 1895 году рентгеновских лучей.

Линия синхротронных источников начинается с описания наиболее известных действующих источников первого и второго поколения. Далее рассматриваются синхротронные источники третьего поколения: синхротроны с помещенными в них в них ондуляторами или вигглерами, дающими спонтанное рентгеновское излучение. Заканчивается эта часть обзора описанием строящихся источников четвертого поколения: сложных комплексов из синхротронов, линейных ускорителей и длинных ондуляторов (до 100м), работающих в качестве рентгеновских лазеров на свободных электронах в однопроходном режиме.

Линия плазменных источников излучения дает представление о современном состоянии источников рентгеновского излучения высокотемпературной плотной плазмы в исследованиях по управляемому термоядерному синтезу. Рассматриваются источники на основе лазерной плазмы, капиллярного разряда и линчующихся электрических разрядов. Дается краткое описание наиболее мощных источников поджигающего лазерного излучения (Nike, NOVA, NIF (National Ignition Facility) (США); GEKKO XII, Япония; Laser Megajoule Project (LMJ), Франция; Vulcan, Великобритания; PHELIX, Германия), и установок Z и Saturn (Sandia National Laboratory, USA), в которых для получения горячей плазмы используется мощный электрический разряд. Производится описание современных плазменных рентгеновских лазеров.

В следующем разделе рассматриваются комптоновские источники, дающие достаточно интенсивное рентгеновское и гамма излучение на основе обратного комптоновского рассеяния инфракрасных фотонов на электронах больших энергий от синхротронов или линейных ускорителей. Приводятся величины потоков рассеянных фотонов достигнутых к настоящему времени и оценка перспектив дальнейшего развития таких источников.

Заключительный раздел обзора посвящен сравнению параметров излучения различных рентгеновских источников путем приведения к одинаковым единицам измерения. Приводятся рекордные значения яркостей, интенсивностей, длительности импульсов различных источников. Коротко рассматриваются перспективы дальнейшего развития источников рентгеновского и гамма диапазона длин волн.

Апробация работы. Публикации. Диссертация включает в себя результаты теоретических исследований, проведенных в период с 1987 по 2000 год. По теме диссертации опубликовано 14 статей в отечественных и зарубежных журналах, 1 статья принята в печать и 17 тезисов докладов на международных конференциях. Результаты диссертации опубликованы, также, в ежегодных и итоговых отчетах по грантам РФФИ 93-02-3768 "Индуцированное генерирование жестких квантов" (1993-1996г.) и 96-02-17686а "Стимулированное гамма-излучение свободных ядер" (1996-1998г.), 99-02-16357 "Разработка методов монохроматизации гамма-излучения свободных ядер" (1999-2000), в отчете по гранту Международного научного фонда (фонд Дж. Сороса) JF1100 "Индуцированные радиационные гамма-переходы" (1995г.).

Результаты диссертационной работы докладывались на X Международной вавиловской конференции по нелинейной оптике (IVC'90, Новосибирск, 1990г.), на Международной конференции по нелинейной динамике в оптических системах (США, 1990г.), на XIV Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (КиНО'91, Ленинград, 1991г.), на Международной конференции по нелинейной динамике в оптических системах (Австрия, 1992г.), на Международной конференции по квантовой электронике (IQEC'94, США, 1994г.), на I Международном семинаре по гамма-лазерам (GARALAS'95, Румыния, 1995г.), на Международной конференции по квантовой электронике и лазерным наукам (QELS'96, США, 1996г.), на I Международном семинаре по гамма-эмиссии (IGE'97, Румыния, 1997г.), на Международной конференции по квантовой оптике и лазерной физике (ICQOLP'97, Hong Kong, 1997), на IX

Заключение гамма-излучение в ядерном пучке со спектрально-локальной инверсией населенностей.

• Исходя из первых принципов квантовой электродинамики, для изомерных ядер впервые выполнен расчет сечения резонансного стимулированного антистоксовского рассеяния с квантами различной мультипольности с учетом эффекта отдачи. На основании этого расчета, получена оценка коэффициента усиления стимулированного гамма излучения, а также оценка пороговой спектральной плотности потока рентгеновского излучения накачки.

• Сформулированы требования к изомерным ядрам и впервые выполнен обоснованный выбор нескольких изотопов - кандидатов для экспериментального осуществления процесса антистоксовской конверсии рентгеновского излучения накачки в стимулированное гамма-излучение в ядерном пучке со спектрально-локальной инверсией населенностей.