Квазирезонансное фотовозбуждение и конверсионный распад низкоэнергетических ядерных состояний в горячей плазме фемтосекундного лазерного импульса тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

На правах рукописи

ЧУТКО Олег Владимирович

КВАЗИРЕЗОНАНСНОЕ ФОТОВОЗБУЖДЕНИЕ И КОНВЕРСИОННЫЙ РАСПАД НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ ЯДЕРНЫХ СОСТОЯНИЙ В ГОРЯЧЕЙ ПЛАЗМЕ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА

Специальность 01.04.21 -лазерная физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва-2004

Работа выполнена в Международном учебно-научном лазерном центре и на физическом факультете Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия.

Научный руководитель: кандидат физико-математических наук, доцент

Савельев-Трофимов Андрей Борисович

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

Лебо Иван Гермапович

доктор физико-математических наук, Романовский Михаил Юрьевич

Ведущая организация: ФГУП НИИ Лазерной физики, Санкт-Петербург

Защита состоится 17 июня 2004 г. в 15 часов на заседании диссертационного совета Д 501.001.31 в Московском государственном университете им. М.В. Ломоносова по адресу: 119992, ГСП-2, Москва, Ленинские горы, МГУ, Корпус нелинейной оптики, аудитория им. С А Ахманова.

С диссертацией можно ознакомится в библиотеке физического факультета МГУ им. М.В. Ломоносова

Автореферат разослан

Ученый секретарь

диссертационного совета Д 501.001.31 кандидат физ.-мат. наук, доцент

Т.М. Ильинова

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

Создание в конце 20-го века фемтосекундных лазерных систем настольного типа, способных генерировать световые импульсы длительностью 10-1000 фс (1 фс=10-15 с) с энергией до 1 Дж, позволило при острой фокусировке лазерного излучения получить в лабораторных условиях интенсивности светового поля вплоть до !~1016-1021 Вт/см2. Столь интенсивное излучение характеризуется сверхсильной напряженностью электромагнитного поля, превышающей внутриатомное кулоновское поле в атоме водорода ~109 В/см. Взаимодействие такого излучения с веществом протекает в режимах, принципиально отличных от случаев, в которых используются лазерные импульсы более низких интенсивностей. В частности, изучение плазмы, сформированной при облучении различного рода мишеней мощными фемтосекундными лазерными импульсами, стимулировало проведение исследований в таких областях науки и техники как физика высокотемпературной лазерной плазмы и лазерного термоядерного синтеза; создание новых типов источников сверхкороткой длительности, излучающих в ВУФ и рентгеновском диапазонах спектра; использование лазерной плазмы для инициирования ядерных реакций и т.п.

Плазма, создаваемая на поверхности твердотельной мишени высококонтрастным фемтосекундным лазерным импульсом (плазма ФЛИ), обладает рядом уникальных характеристик. Так, за время действия лазерного импульса ~10-100 фс образовавшаяся плазма со средним зарядом Z~10 не успевает разлететься и сохраняет плотность близкую к твердотельной при температуре тепловых электронов Т—0.1-1 кэВ. Одновременно с этим, благодаря таким механизмам как вакуумный нагрев, аномальный скин-эффект, резонансное поглощение и др., в лазерной плазме формируется горячий электронный компонент с характерными энергиями ~1-100 кэВ в зависимости от интенсивности лазерного излучения. Так в случае умеренных интенсивностей !~1016 Вт/см2 средняя энергия горячих электронов в плазме составляет величину порядка 5-10 кэВ, а коэффициент преобразования энергии лазерного импульса в энергию горячих электронов величину ~ 1 %. Время жизни приповерхностной лазерной плазмы ФЛИ определяется характерным временем остывания электронов, зависящем как от скорости ее расширения в вакуум (~0.1 нм/фс при Т~100 эВ), так и от скорости распространения тепловой волны вглубь мишени (~1 нм/фс), и составляет величины ~1-10 пс. При этом в процессе расширения лазерной плазмы в вакуум высокозарядные ионы приобретают энергии ~2Ге~1-10 кэВ.

Лазерная плазма, сформированная при взаимодействии сверхсильного светового поля с веществом, является источником частиц (электронов и ионов) с энергиями вплоть до МэВ (при 1>1019 Вт/см2) и представляет интерес как в качестве источника корпускулярного излучения высоких энергий, так и в качестве объекта, в котором могут быть инициированы ядерные реакции различного типа. Следует отметить, что, благодаря присутствию высокой доли горячих электронов, ядерные реакции с порогом до нескольких десятков кэВ наблюдаются в приповерхностной твердотельной плазме ФЛИ и при умеренных интенсивностях 1~1016-10" Вт/см2. Среди множества таких реакций особо следует выделить процессы, связанные с осуществлением низкоэнергетических ядерных переходов с энергиями 1-20 кэВ, представляющие интерес для решения таких задач как создание инверсии населенностей в ядрах, инициирование распада высоковозбужденных метастабильных ядерных состояний, разделение изотопов и др.

Следует отметить, что за последние 20 лет, в основном российскими учеными была развита теория процессов возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в лазерной плазме. Основными каналами возбуждения таких состояний в плазме считаются возбуждение при неупругом рассеянии электронов плазмы на ядрах, обратная внутренняя электронная конверсия, возбуждение при переходах между электронными оболочками в атомах и фотовозбуждение собственным рентгеновским излучением лазерной плазмы, причем, как показывают теоретические оценки, именно последний из этих каналов и обладает максимальной эффективностью. Оказывается, что эффективность возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в лазерной плазме во многом оМ^^^^^^^ЭД^г^^деЭДрския ядерного перехода и

I вНБЛНОТЕКА ]

1 ^^ЗЗЕ

характерными энергиями взаимодействующих частиц. При этом для успешного возбуждения ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ необходимо создание плазмы с высоким содержанием электронов соответствующих энергий. Таким образом, появление в конце 80-х годов 20-го века фемтосекундных лазерных систем, способных создавать плазму ФЛИ с высоким содержанием горячих электронов с энергиями вплоть до релятивистских, привело к возможности проведения подобных исследований на качественно новом уровне.

На сегодняшний день существует несколько экспериментальных работ, в которых сообщается об успешном возбуждении низкоэнергетических ядерных состояний с использованием тормозного и рекомбинационного излучения лазерной плазмы. С другой стороны известно, что спектральная яркость линейчатого рентгеновского излучения может на несколько порядков превышать яркость тормозного излучения лазерной плазмы. Идея использования атомарных рентгеновских линий для возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний была предложена еще в 70-х годах 20-го века B.C. Летоховым, однако, вопросы об эффективности такого процесса до сих пор детально не изучались. Анализ показывает, что обеспечение точного резонанса между рентгеновской линией и ядерным переходом оказывается, как правило, невозможным, что существенно ограничивает возможности данной схемы возбуждения ядер. Однако, известно, что при ионизации вещества энергия квантов рентгеновских линий увеличивается. В диссертационной работе предлагается, управляя кратностью ионизации лазерной плазмы, осуществлять подстройку энергии квантов рентгеновской линии в точный резонанс с ядерным переходом. Таким образом, использование квазирезонансного линейчатого рентгеновского излучения ионов лазерной плазмы может существенно повысить эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний.

Регистрация ядер, возбужденных в горячей плазме ФЛИ, осуществляется путем детектирования продуктов распада возбужденных состояний, основными каналами которого являются гамма-распад и внутренняя электронная конверсия (ВЭК). При этом процесс ВЭК, суть которого состоит в передаче энергии возбуждения ядра одному из электронов, находящихся в составе атома, с последующей его ионизацией, в случае низкоэнергетических ядерных переходов оказывается более вероятным, чем радиационный распад. Ряд теоретических и экспериментальных исследований показывает, что вероятность конверсионного распада во многом определяется кратностью ионизации ионов и может быть уменьшена до нуля в случае удаления из состава атома электронов, энергия связи которых не превышает энергию возбуждения ядра. На сегодняшний день подобные явления наблюдаются в экспериментах, проводимых на различного рода ускорителях, однако, как показывают расчеты, выполненные в рамках диссертационной работы, горячая плазма ФЛИ, обладая высокой кратностью ионизации, также может быть использована для наблюдения эффекта запрета ВЭК в ионах.

Конверсионный распад возбужденных ядерных состояний сопровождается испусканием электронов, с энергиями равными разнице энергии ядерного перехода и энергии связи электрона в ионе, и может быть зарегистрирован с помощью анализаторов заряженных частиц с высоким энергетическим разрешением. Исследования показывают, что в условиях горячей плазмы ФЛИ часть ионов расширяющегося плазменного облака превращается в отрицательные ионы высоких энергий. Учитывая, что анализаторы заряженных частиц, как правило, регистрируют частицы с фиксированным знаком заряда, оказывается возможной ситуация, в которой наличие высокого тока отрицательных ионов плазмы приведет к невозможности детектирования одиночных конверсионных электронов, соответствующих распаду возбужденных в лазерной плазме ядер. По этой причине часть диссертационной работы посвящена изучению механизмов и возможности контроля процессов формирования отрицательных ионов высоких энергий при расширении горячей плазмы ФЛИ в остаточном газе.

Как видно из вышесказанного, особое влияние на эффективность возбуждения и распада низкоэнергетических ядерных состояний в плазме ФЛИ оказывает кинетика зарядового состава плазмы. Для определения условий, в которых наблюдается наиболее эффективное фотовозбуждение ядер квазирезонансным линейчатым излучением ионов плазмы или подавление

ВЭК, необходимо производить расчеты зарядового состава плазмы в зависимости от ее температуры и плотности. Для решения данной задачи в рамках диссертационной работы предложена оригинальная методика расчета зарядового состава лазерной плазмы с учетом переходов между возбужденными состояниями ионов.

Следует отметить, что наличие высокой доли горячих электронов в плазме ФЛИ оказывает влияние, как на зарядовый состав лазерной плазмы, так и на эффективность генерации жесткого рентгеновского излучения плазмы, тем самым определяя эффективность фотовозбуждения ядер. Так, например, испытывая неупругое рассеяние на ионах плазмы и атомах мишени, горячие электроны излучают непрерывный спектр тормозного рентгеновского излучения с характерными энергиями квантов порядка средней энергии горячих электронов и длительностью, определяемой временем пролета электронов в мишени —1-10 пс. Одновременно с этим, сталкиваясь с атомами и ионами мишени, горячие электроны могут привести к ударной ионизации внутренних оболочек атомов и ионов, заполнение которых сопровождается испусканием линейчатого рентгеновского излучения. Современные эксперименты показывают, что в зависимости от атомного состава и толщины мишени при использовании фемтосекундных лазерных импульсов с энергией —1 Дж и интенсивностью свыше 1016 Вт/см2 возможно получение линейчатого рентгеновского излучения субпикосекундной длительности со светимостью до 1012 квантов за импульс, что делает сегодня плазму ФЛИ одним из наиболее ярких источников характеристического рентгеновского излучения. Таким образом, максимальная эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний может быть достигнута при использовании линейчатого рентгеновского излучения ионов плазмы ФЛИ, сгенерированного при ионизации внутренних оболочек ионов горячими электронами плазмы. В связи с этим в диссертационной работе был выполнен ряд расчетов определяющих параметры горячего электронного компонента лазерной плазмы, взаимодействие которого с атомами и ионами мишени приводит к наиболее эффективному высвечиванию рентгеновских линий различных серий.

Одним из основных направлений экспериментальных исследований физики плазмы ФЛИ является оптимизация ее характеристик (температура, зарядовый состав, поток ионов или рентгеновского излучения в заданном диапазоне энергетического спектра и т.п.) путем варьирования параметров лазерного излучения и характеристик мишени. В связи с этим определяющую роль при проведении экспериментов играет вопрос диагностики и контроля параметров плазмы. При этом в контексте проблемы возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в плазме ФЛИ, наибольший интерес вызывает изучение характеристик горячего электронного компонента и жесткого рентгеновского излучения плазмы. Особое внимание при этом уделяется измерению параметров энергетического спектра горячих электронов и их содержания в плазме. Так, например, модифицированный метод фильтров позволяет по одновременному измерению выхода жесткого тормозного рентгеновского излучения лазерной плазмы в различные спектральные диапазоны произвести оценку величины средней энергии горячих электронов в каждом лазерном импульсе. Исследования, проведенные в диссертационной работе, позволили определить влияние спектральных диапазонов, в которых проводятся измерения рентгеновского излучения, и характеристик детекторов на точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, выполненных в соответствии с данной методикой.

Таким образом, актуальность работы определяется рядом обстоятельств. Во-первых, проведение современных экспериментов по взаимодействию сверхсильного фемтосекундного лазерного излучения с веществом требует разработки достаточно точных методов контроля и диагностики параметров плазмы (в частности горячего электронного компонента) в каждом лазерном импульсе. Во-вторых, возможность управления кратностью ионизации плазмы ФЛИ позволяет контролировать энергию квантов наиболее ярких рентгеновских линий ионов, что может быть использовано для эффективного фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы. В-третьих, высокая кратпость

ионизации плазмы ФЛИ делает возможным ее использование для наблюдения эффектов запрета конверсионного канала распада низкоэнергетических ядерных состояний.

Цели диссертационной работы

Основными целями диссертационной работы явились:

1. Оценка точности экспериментальной методики определения в каждом лазерном импульсе величины средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы модифицированным методом фильтров с учетом характеристик детекторов рентгеновского излучения. Разработка методики подбора фильтров, обеспечивающих наивысшую точность оценок в широком диапазоне интенсивностей лазерного излучения.

2. Обоснование возможности увеличения эффективности фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ при использовании квазирезонансного линейчатого рентгеновского излучения атомов мишени и ионов твердотельной лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2.

3. Исследование влияния кинетики зарядового состояния расширяющейся горячей лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерпыми импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см , на вероятность и эффективность регистрации конверсионного распада возбужденных ядерных состояний.

Научная новизна

1. Предложен метод увеличения эффективности фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы за счет подстройки энергии рентгеновских линий ионов в точный резонанс с энергией ядерного перехода посредством управления кратностью ионизации, лазерной плазмы. Показано., что эффективность фотовозбуждения низкоэнергетического ядерного состояния в ядре 201Н£м с энергией 1561 эВ существенно увеличивается при использовании резонансного Ка-излучения иона АТ9, генерируемого при облучении алюминиевой мишени фемтосекундными лазерными импульсами.

2. В результате численного моделирования установлено, что стационарное распределение населенностей возбужденных состояний ионов в твердотельной плазме достигается на временах, сравнимых с длительностью фемтосекундного лазерного импульса, причем значение «температуры» этого распределения определяется концентрацией и температурой тепловых электронов плазмы. Показано, что наличие горячего электронного компонента, доля которого в лазерной плазме при интенсивностях 1016-10" Вт/см2 не превышает единиц процентов, не оказывает существенного влияния на ее зарядовый состав, однако, может привести к увеличению доли ионов, находящихся в высоковозбужденных состояниях.

3. Предложено использовать плазму фемтосекундного лазерного импульса для подавления конверсионного канала распада ядерных состояний в условиях высокой кратности ионизации лазерной плазмы. На примере первого возбужденного состояния ядра 201Н)»8о с энергией 1561 эВ показано, что горячая твердотельная плазма ртути, сформированная фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2, обеспечивает кратности ионизации ионов ртути 2-26-35 достаточные для подавления внутренней электронной конверсии более чем в 2 раза. При этом эффект «заморозки» ионизационного состояния расширяющейся в вакуум горячей лазерной плазмы ртути сохраняет запрет на внутреннюю электронную конверсию на временах, сравнимых с периодом полураспада возбужденного ядерного состояния в нейтральном атоме -1-10 не.

4. Показано, что отрицательные ионы водорода с энергиями до 35 кэВ, наблюдаемые в экспериментах по взаимодействию фемтосекундного лазерного излучения с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2 с твердотельными Мишелями, формируются благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и нейтральных атомов расширяющейся лазерной плазмы на молекулах остаточного газа в камере.

Практическая ценность

Практическая ценность работы определяется возможностью использования разработанной методики подбора фильтров для экспресс-оценки с высокой точностью величины температуры горячих электронов твердотельной плазмы ФЛИ модифицированным методом фильтров в широком диапазоне интенсивностей лазерного излучения, вплоть до релятивистских.

Появление фемтосекундных лазерных систем настольного типа способных генерировать импульсы, интенсивность которых при острой фокусировке на мишень составляет величины вплоть до 10" Вт/см2, позволяет использовать их для практического применения эффекта возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы, а также для исследования и применения эффекта наложения запрета на ВЭК в высокоионизованной плазме ФЛИ.

Кроме этого, полученные в работе результаты демонстрируют возможность использования плазмы ФЛИ для генерации интенсивных потоков отрицательных ионов высоких энергий при ее расширении в окружающем мишень газе.

Таким образом, методы и подходы, развитые в диссертационной работе, могут быть широко использованы в таких областях как ядерная физика и физика плазмы для решения следующих прикладных и фундаментальных задач:

• диагностика плотной горячей плазмы ФЛИ;

• создание источников отрицательных ионов высоких энергий;

• спектроскопия и диагностика параметров низкоэнергетических ядерных состояний;

• • исследование процессов внутренней электронной конверсии в высокоионизованных

ионах.

Защищаемые положения

1. Величина средней энергии горячего электронного компонента плазмы, создаваемого на поверхности твердотельных мишеней фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2, может быть оценена с точностью ~25-30% в каждом лазерном выстреле модифицированным методом фильтров с использованием рентгеновских детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором NaI(Tl) толщиной 5 мм и кремниевых лавинных фотодиодов с толщиной чувствительного слоя 80 мкм.

2. Эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний характеристическим излучением горячей лазерной плазмы существенно увеличивается при подстройке энергий квантов рентгеновских линий ионов в точный резонанс с энергией ядерного перехода за счет управления кратностью ионизации плазмы.

3. В расширяющейся плазме ртути, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2, возможно наложение запрета на конверсионный распад низкоэнергетического ядерного состояния ZOIHg8o с энергией 1561 эВ на временах, сравнимых с периодом полураспада возбужденного ядерного состояния в нейтральном атоме ~1 -10 нс.

4. Формирование отрицательных ионов водорода высоких энергий при облучении твердотельных мишеней мощными фемтосекундными лазерными импульсами происходит благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и атомов расширяющейся плазмы на молекулах остаточного газа в камере. При этом энергетический спектр отрицательных ионов определяется как формой аналогичного спектра положительных ионов плазмы, так и зависимостью сечений перезарядки от энергии сталкивающихся частиц.

Апробация работы и публикации

Основные результаты исследований, представленных в диссертации, докладывались автором на следующих научных конференциях: 1-ая международная конференция по лазерной оптике для молодых ученых L0YS-2000 (Санкт-Петербург, Россия, 2000), XVII конференция по когерентной и нелинейной оптике IC0N0-2001 (Минск, Беларусь, 2001), 11-ый международный симпозиум по лазерной физике «Laser Physics» (Братислава, Словакия, 2002), 2-ой симпозиум по

комплексной плазме и ее взаимодействию с электромагнитным излучением (Москва, Россия, 2004). Также диссертант является соавтором докладов, представленных на научных конференциях: Германо-российский лазерный симпозиум (Мюнхен,' Германия, 1998), Сверхинтенсивные лазерные взаимодействия и их применение ULIA-1 (Элоунда, Греция, 1999),

2-ой итало-российский симпозиум по сверхбыстрой оптической физике (Москва, Россия, 1999),

3-ий итало-российский симпозиум по проблемам лазерной физики и технологий (Палермо, Италия, 2000), 9,10,12 международные симпозиумы по лазерной физике «Laser Physics» (Бордо, Франция, 2000; Москва, Россия, 2001; Гамбург, Германия, 2003), 3-ий международный симпозиум по современным проблемам лазерной физики (Новосибирск, Россия, 2000), 4-ое совещание AFOSR по изомерным ядрам (Туссон, США, 2001), 2-ая международная конференция молодых ученых и специалистов «0птика-2001» (Санкт-Петербург, Россия, 2001), Международная конференция по квантовой электронике IQEC-2002 (Москва, Россия, 2002), Международная конференция по квантовой электронике и науке о лазерах QELS-2002 (Лонг-Бич, США, 2002), 2-ая научная молодежная школа «Оптика-2002» (Санкт-Петербург, Россия, 2002), Международная конференция «Сверхкороткое излучение высокой энергии и вещество» (Варенна, Италия, 2003), 11-я конференция по лазерной оптике L0-2003 (Санкт-Петербург, Россия, 2003).

По теме диссертации опубликовано 13 работ в ведущих научных изданиях, в том числе 11 статей в отечественных и зарубежных научных журналах и 2 статьи в сборниках и трудах конференций, а также 23 тезиса докладов.

Личный вклад автора

Все изложенные в диссертационной работе оригинальные результаты получены автором, либо при его непосредственном участии. Автором осуществлялось проведение и обработка данных экспериментальных исследований, разработка и реализация теоретических моделей и расчетов, а также интерпретация полученных результатов.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и приложения. Работа изложена на 152 страницах, включает 37 рисунков, приложение на 10 страницах и список литературы (общее число ссылок 161).

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обосновывается актуальность темы исследований, формулируются цели, задачи, научная новизна, практическая ценность работы и защищаемые положения, дается краткая аннотация содержания глав.

Известно, что максимальная эффективность возбуждения в лазерной плазме низкоэнергетических ядерных состояний с энергиями до 20 кэВ достигается при использовании мощных фемтосекундных лазерных импульсов (1>1016 Вт/см2), взаимодействие которых с твердотельными мишенями приводит к эффективной генерации горячих электронов со средними энергиями ~10 кэВ и выше. При этом именно присутствие в плазме горячего электронного компонента существенно увеличивает вероятность возбуждения в ней ядер. Таким образом, в контексте данной проблемы, а также для решения ряда смежных задач возникает необходимость в разработке методики контроля параметров горячего электронного компонента лазерной плазмы, что и явилось целью первой главы диссертационной работы.

Для оценки средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы в диссертационной работе использовался модифицированный метод фильтров, суть которого заключается в одновременном измерении интегрального выхода тормозного и рекомбинационного рентгеновского излучения лазерной плазмы в различные спектральные диапазоны, определяемые фильтрами (металлическими фольгами) различной толщины, установленными перед двумя одинаковыми рентгеновскими детекторами. В этом случае отношение регистрируемых детекторами сигналов S/St описывается выражением:

где - известные функции пропускания фильтров, установленных перед детекторами, для рентгеновских квантов с энергией Е; ЩЕ) - функции спектральной чувствительности детекторов; 1У(Е, ТУ — спектральная плотность энергии жесткого рентгеновского излучения плазмы, зависящая также и от параметра Г*, имеющего смысл температуры горячих электронов в случае их максвелловского распределения по скоростям; П; — коэффициенты, определяемые телесными углами регистрации детекторов и другими, независящими от параметров рентгеновского излучения, факторами. При этом величина может быть определена в серии

калибровочных экспериментов с использованием одинаковых фильтров расположенных перед детекторами. Проводя измерения выхода рентгеновского излучения лазерной плазмы в спектральные диапазоны, не включающие в себя интенсивные рентгеновские линии, где спектральная плотность энергии рентгеновского излучения плазмы соответствует известному спектру тормозного и рекомбинационного излучения ЩЕ, Т^~ехр(-Е/Т^, получаем, что уравнение (1) может быть решено относительно величины параметра Ть Таким образом, в соответствии с предложенной методикой имеется возможность проведения экспресс-оценки величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы в каждом лазерном импульсе.

Из (1) следует, что величина отношения измеряемых детекторами сигналов S/Sj зависит как от спектра излучения плазмы и выбранных фильтров, так и от спектральной чувствительности детекторов. В ходе проводимых в диссертационной работе исследований использовались два типа детекторов - ФЭУ-119 со сцинтиллятором №1(Т1) толщиной 5 мм и кремниевый лавинный фотодиод (ЛФД) с толщиной чувствительного слоя 80 мкм - обладающие существенно отличающимися областями спектральной чувствительности (табл. 1). Кроме этого разброс значений величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы измеряемой модифицированным методом фильтров, в основном определяется точностью измерений детекторами величин St выхода рентгеновского излучения в различные спектральные диапазоны. Точность измерений при этом зависит как от уровня регистрируемого сигнала, так и от характеристик детекторов и толщины фильтров, установленных перед ними.

Таблица 1. Сравнительные характеристики детекторов на основе ФЭУ-119 со

Параметр ФЭУ ЛФД

длительность сигнала при регистрации одиночного кванта 250 нс 30-50 не

энергетическое разрешение ёЕ/Е -80 % -20 %

диапазон чувствительности по энергиям квантов 2-100 кэВ 2-20 кэВ

В диссертационной работе разработана методика подбора толщины фильтров, обеспечивающая наилучшую точность определения средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров. В частности на рисунке 1-(а) изображены зависимости величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы определяемой с использованием двух детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором Ма1(И), от величины Х=У/Уо (см. (1)) отношения регистрируемых ими сигналов для различных комбинаций алюминиевых фильтров, установленных перед ними. Из рисунка видно, что каждая кривая, соответствующая определенной комбинации фильтров, содержит участок, на котором ее можно с высокой степенью точности считать линейной. Следовательно, выбирая рабочую точку измерений на линейном участке кривой, отклонение величины X отношения сигналов с детекторов от ее среднего значения не приведет к изменению среднего значения измеряемой величины <£*>.

Для определения точности оценок, проводимых модифицированным методом фильтров, были построены зависимости величины от величины средней энергии горячих

электронов лазерной плазмы <£*> (рис. 1-(б)) Для различных комбинаций алюминиевых фильтров, установленных перед детекторами. Данные зависимости характеризуют точность Л<и> определения величины ^^ с учетом точности Д* регистрации в эксперименте величины X отношения сигналов с детекторов. Анализ показывает, что наилучшая точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы достигается при использовании пары фильтров, границы пропускания которых со стороны малых энергий отличаются на величину свыше средней энергии горячих электронов. Например, при интенсивности фемтосекундного лазерного импульса ~1016 Вт/см2 средняя энергия горячих электронов составляет величины ~5 кэВ, что приводит к необходимости использования алюминиевых фольг, установленных перед детекторами, толщиной 100 мкм и 500-700 мкм соответственно и т.п. Также в работе показано, что диапазон и точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы определяются и областью спектральной чувствительности используемых детекторов рентгеновского излучения (табл. 1).

15

10

И

г>

И

%

Л* 5

ФЭУ1: А] -100 мкм

ФЭУ2 ЛЬ

(1)200 мкм А/*, Л

(2)400 мкм

(3)600 мкм У

(4) 800 мкм

(5) 1000 мм// г

1

0,0 ОД 0,2 0,3 0,4 0,5 X,

Л

31

ФЭУ1: Л1-100 мкм

ЮУ2 АЬ л у

(1)200 мкм У

(2) 400 мкм /

(3)600 мкм /

(4{ 800 мкм /

(5) 1000 мкмУ

ФЭУ

5 10

15

(а) (б)

Рис. 1. (а) - зависимости величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы <Еь>, определяемой модифицированным методом фильтров, от величины Xотношения сигналов с детекторов и (б) —точность А<а> оценок величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы <Ей> с учетом точностирегистрации в эксперименте величины Xдля различных комбинаций алюминиевых фильтров, установленных перед двумя рентгеновскими детекторами на основе ФЭУ-119со сцинтилляторомЫа1(Т1).

Эксперименты по оценке модифицированным методом фильтров величины средней энергии горячих электронов плазмы ФЛИ умеренной интенсивности —1015-1016 Вт/см2 проводились на экспериментальной установке, изображенной на рисунке 2. В ходе экспериментов излучение лазера на красителе под углом

45° фокусируется в пятно диаметром ~3 мкм на поверхности твердотельной мишени, расположенной в вакуумной камере, что позволяет достигать интенсивностей светового поля вплоть до 2-1016 Вт/см2. Для обеспечения свежей поверхности в каждом лазерном импульсе мишень перемещается с помощью шаговых двигателей па расстояние 50-100 мкм. Регистрация собственного рентгеновского излучения лазерной плазмы осуществляется через выходные окна камеры с помощью двух пар рентгеновских детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором ^ЦИ) и ЛФД с установленными перед ними алюминиевыми фольгами различной толщины. Для контроля величины контраста лазерного импульса по энергии в световой пучок помещается кювета с насыщающимся поглотителем, концентрация которого определяет эффективность поглощения излучения, обусловленного супер-люминесценцией, сопровождающей накачку активной среды усиливающего каскада лазера на красителе. Также в ходе экспериментов имеется возможность контроля поляризации лазерного излучения с помощью поляризатора, установленного перед фокусирующим объективом.

Рис. 2. Схема эксперимента по оценке модифицированным методом фильтров средней энергии горячихэлектроновплазмы ФЛИ.

100

N

60 40 20 0

СИЗ ФЭУ <Еь>с=5.7±1.9 кэВ ша ЛФД <^>=5.111.4 кэВ

' 1 | lft.ni.rL.n-'

Ям

6 8 <ЕЬ>, кэВ

10

10

100

1000

§400 1.200

2 О

ч » . ........1 :

к.........

10 100 1000 Контраст па'энергии

Рис. 3. Гистограммы распределения средней Рис. 4. Величина <ЕЬ> средней энергии энергии <Е>> горячих электронов лазерной горячих электронов лазерной плазмы железа, плазмы вольфрама, определенной а также интегрального выхода У

модифицированным методом фильтров с рентгеновского излучения с энергией квантов помощью детекторов на основе ЛФД и ФЭУ- свыше 10 кэВ в зависимости от контраста 119со сцинтилляторомЫа1(Н); С^^лазерныхимпульсов.

Сравнение эффективности использования детекторов различного типа для оценки средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров проводилось в экспериментах по взаимодействию высококонтрастных р-поляризованных фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1015 Вт/см2 с вольфрамовой мишенью. В ходе экспериментов было получено, что как кремниевые лавинные фотодиоды, так я ФЭУ-119 со сцинтиллятором №1(И) могут использоваться для оценки средней энергии горячих электронов лазерной плазмы. В частности результаты одновременных измерений величины средней энергии горячих электронов, проведенных с помощью ФЭУ-119 и ЛФД, находятся в согласии друг с другом и составляют кэВ и кэВ,

соответственно (рис. 3). Также в диссертационной работе модифицированным методом фильтров с помощью рентгеновских детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором №1(И) была определена величина средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, сформированной на поверхности мишеней из кремния, железа, меди и германия. Полученные величины <£*>-6.7±1.6 кэВ находятся в согласии с теоретическими оценками, приведенными в работах других авторов.

С целью изучения влияния резонансного поглощения на формирование горячего электронного компонента лазерной плазмы была проведена серия экспериментов по измерению средней энергии горячих электронов и выхода жесткого рентгеновского излучения с эпергией квантов свыше 10 кэВ в зависимости от величины контраста р-поляризованного фемтосекундного лазерного импульса. В результате экспериментов с железной мишенью (рис. 4) получено, что ухудшение контраста лазерного импульса по энергии от

приводит как к росту средней энергии горячих электронов от 6.6+1.3 кэВ до 8.2+1.6 кэВ, так и к увеличению выхода жесткого рентгеновского излучения лазерной плазмы, что обусловлено возрастающей ролью резонансного поглощения в процессе формирования горячих электронов и находится в согласии с теоретическими оценками.

Также в диссертационной работе была выполнена серия экспериментов по взаимодействию р- и в-поляризованных фемтосекундных лазерных импульсов с медной мишенью. В результате исследований получено, что в отличие от случая р-поляризации, использование в-поляризованных лазерных импульсов не приводит к сколько-нибудь значимому выходу жесткого рентгеновского излучения лазерной плазмы с энергией свыше 2 кэВ, что также связано с подавлением в последнем случае процессов вакуумного нагрева и резонансного поглощения.

Таким образом, в первой главе работы показано, что при взаимодействии с твердотельными мишенями ФЛИ с интенсивностью ~1016 Вт/см2 наблюдается эффективное формирование горячих электронов со средней энергией ~5-10 кэВ, что может быть использовано для возбуждения в такой плазме низкоэнергетических ядерных состояний. При этом величина средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы может быть оценена с точностью ~25-30% в каждом лазерном выстреле модифицированным методом фильтров с использованием рентгеновских детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором Ка1(Т1) толщиной 5 мм и кремниевых лавинных фотодиодов с толщиной чувствительного слоя 80 мкм.

Вторая глава диссертационной работы посвящена теоретическому исследованию процессов фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний квазирезонансным линейчатым излучением плазмы ФЛИ. Оценки показывают, что среди множества реакций возбуждения ядер в горячей плазме наиболее эффективным механизмом является именно фотовозбуждение собственным рентгеновским излучением плазмы, включающим в себя тормозную, рекомбинационную и линейчатую компоненты. При этом спектральная светимость линейчатого излучения может на несколько порядков превышать светимость остальных компонент в областях спектра близких к энергиям отдельных линий. Таким образом, высокая эффективность возбуждения ядер может быть достигнута при использовании квазирезонансного по отношению к ядерному переходу линейчатого рентгеновского излучения плазмы ФЛИ.

В диссертационной работе получено выражение для эффективности фотовозбуждения ядер рентгеновским излучением, равной отношению количества возбужденных ядер Щх) к количеству рентгеновских фотонов, взаимодействующих со средой:

г,ч CTra^-\f{E\El,hE)g{E,E\r)dE

Nr(x)= JP(E)---;------

aAE)+ar^lf{E\ElM)g{EX,T}iE'

¡/{Е\е;МЯЕ,Е',Г}Ш' jjjdE (2),

I M= NM

4Л) ¡P(E)dE

где P(E) - спектральная плотность рентгеновских квантов на входе в среду, х - расстояние, пройденное фотонами в среде, п„ — концентрация ядер в среде, ох(Е) - сечение «истинного» поглощения квантов в среде, о-^Е) - резонансное сечение поглощения квантов ядрами с энергией перехода Ео , f(E, Ео, ЛЕ) и g(E, Е, Г) - профили неоднородного и однородного уширения ядерного уровня, а Г^и Г- радиационная и однородная ширины ядерного перехода.

В общем случае эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний квазирезонансными рентгеновскими линиями определяется интегралом перекрытия спектра излучения рентгеновской линии и полосы поглощения ядерного перехода (определяемой радиационной шириной перехода); и интенсивностью рентгеновской линии. Таким образом, для обеспечения высокого абсолютного выхода возбужденных ядер необходимо использование высокоинтенсивных источников узкополосного рентгеновского излучения, одним из которых является фемтосекундная лазерная плазма.

Расчет кинетики нестационарной генерации рентгеновских линий при взаимодействии фемтосекундных лазерных импульсов с твердотельными мишенями проводился в соответствии с известной моделью, согласно которой лазерное излучение формирует на поверхности мишени популяцию горячих электронов с распределением по энергиям /(Еь, х=0), проникновение которых в глубь материала приводит к ионизации внутренних оболочек ионов и атомов мишени. Дальнейшее заполнение вакансий на внутренних оболочках ионов и приводит к эффективной генерации рентгеновских линий. В этом случае количество атомов мишени с вакансиями на S-оболочке Ns (S=K, L, ...) и количество Sx рентгеновских квантов Nsx Ос^Ь РЬ Р2, ...), сгенерированных горячими электронами с энергией Ew в слое [х, x+dxj относительно поверхности мишени, могут быть определены как:

exp(-x/djcos(0)|]l xIIZOZtc (3),

ехр(- (d - x)/dpll |cos(<9jj), Ой в ¿я/2

где - количество горячих электронов, сгенерированных на поверхности мишепи; -

функция распределения горячих электронов по энергиям на глубине х от поверхности мишени; па - концентрация атомов мишени; Os(EiJ - сечение образования вакансии на S оболочке атома; р$х -вероятность флюоресценции рентгеновских квантов веществом мишени; dpi, - длила поглощения Sx фотонов в веществе мишени; Q - телесный угол излучения Sx фотонов под углом в к направлению распространения горячих электронов вглубь мишени. Аргумент функции распределения электронов по энергиям /(...) в выражении (3) отражает тот факт, что электрон с энергией Еh на глубине х имел начальную энергию Ем на поверхности мишени, где функция определяется законом торможения электрона в среде.

В соответствии с вышеописанной моделью в диссертационной работе были проведены расчеты эффективности генерации наиболее ярких рентгеновских линий К- и L-серий при облучении твердотельных мишеней фемтосекундными лазерными импульсами. В результате проведенного анализа получено, что максимальный выход излучения рентгеновских линий К- и L-серий элементов наблюдается при использовании мишеней, толщина которых составляет ~(0.7-

длин поглощения в них соответствующих рентгеновских квантов с энергией Приэтом температура горячих электронов на поверхности мишени Т^о/и должна составлять Ть,срг5Е§[ для наиболее интенсивных линий К-серии и Т/иргО-А^^ для линий Ь-серии. Также в работе были оценены максимально возможные коэффициенты конверсии с^до« энергии лазерного

импульса в энергию излучения рентгеновских линий различных элементов, которые составили -10"5-10"4 для наиболее ярких линий К-серии и 0"4-10"' для линий Ь-серии (рис. 5).

Рис. 5. ЗависимостиТ^ и еор/ от атомного номера мишени, полученные для линий К-серии в случае величины конверсииэнергиилазерного импульса в энергию горячихэлектроновг)=Ю%

Таким образом, нами были получены выражение для эффективности фотовозбуждения ядерных состояний квазирезонансными рентгеновскими линиями (2) и значения коэффициента конверсии энергии лазерного импульса в энергию излучения рентгеновских линий £$х (рис. 5), генерируемых при облучении твердотельных мишеней. Для удобства интерпретации дальнейших результатов в диссертационной работе введен коэффициент конверсии энергии лазерного импульса, приводящего к оптимальной генерации рентгеновских линий из глубины облучаемой мишени, в количество возбуждаемых этими линиями ядер:

(4).

Таблица2. Эффективностьвозбужденияядра 201Н&о (Ео'-1561 эВ, Г~7-1(Т* эД Ггал • 7-Ш11 эВ, а^ах(Ео)~2 2101) некоторыми рентгеновскими линиями атомов и ионов. Еипе

Линия (Е,,„„ эВ) АЕа„„ эВ £ (х-+<*>) Сях-ч.орп ттук/Дж Липяя (Е,ы„ эВ) эВ Сг £Зх—Т.чрп штук/Дж

АНСвиСИвЛ ~1 4.4-10"13 -6-10"2 Кг-Ьпгг (1586) ~2 7.7-10"'2 -10"'

А1-Кщ 1 (1557.5) ~1 1.9-10"10 -3-101 Кг-Ьв1 (1636) ~2 8.6-10"13 -10'2

А19+-К„, 2 (1561) -2 -10"8 -350 Кг-Ьвэ (1707) -5 5.7-10"13 10"3-10"2

Бе-Ь. (1419) -5 6-ю-" -3-10° Кг-и,(1697) ~5 6 5-Ю'13 103-10"2

ве-Ью« (Н90) ~5 2.4-10"12 -7-Ю-4 ЯЬ-Ьл! 1 (1694) ~2 2.8-10"" -2-10"3

Вг-и,, (1480) ~2 7.4-10"13 -6-10"3 ЯЬ-Ь,, (1542) ~2 1.3-10"" -10"3

Вг-Ьв, (1525) -2 3.7-10"12 -2-Ю-2 ЯЬ-Ь/(1482) ' ~2 7 8-Ю"13 -5-10"*

Вг-Ьв, 4 (1596) ~5 9 8-10"12 -З-Ю"3 8г-Ь;(1582) ~2 1.1-10"11 10"3-10"2

По своему определению величина представляет собой отношение количества

возбуждаемых рентгеновскими линиями ядер к энергии лазерного импульса приводящего к генерации этих самых рентгеновских линий при облучении им твердотельной мишени в оптимальных условиях. В таблице 2 представлены результаты расчетов эффективности (у возбуждения первого низкоэнергетического состояния ядра 201Нйо с энергией 1561 эВ

14

квазирезонансным линейчатым излучением нейтральных атомов. Также в таблице приведены соответствующие величины ® результате выполненных расчетов получено, что при

использовании излучения нейтральных атомов максимальный выход возбужденных ядер 201 Н^о достигается в случае их накачки К-излучением алюминия и Ь-излучением криптона и соответствует величинам ¿^-^орГ-Ю1 пггУДж, что обусловлено наличием интенсивных рентгеновских линий квазирезонансных по отношению к ядерному переходу. В других рассматриваемых примерах расчетный выход возбужденных ядер оказывается значительно ниже из-за большой отстройки энергии квантов рентгеновской линии от энергии перехода в ядре.

В общем случае, анализ рентгеноспектральных данных показывает, что для большинства ядерных переходов не существует атомарных рентгеновских линяй, находящихся с ними в точном резонансе, что не позволяет осуществлять возбуждение ядер наиболее эффективным образом. Следовательно, возникает вопрос о возможности управления положением рентгеновской линии элемента для ее настройки в точный резонанс с переходом внутри ядра.

Известно, что при ионизации вещества энергия рентгеновских квантов увеличивается, что позволяет, контролируя кратность ионизации плазмы, осуществлять подстройку энергии квантов рентгеновской линии в резонанс с ядерным переходом. Таким образом, в качестве источников накачки ядерных переходов могут выступать как атомные, так и ионные рентгеновские переходы, что существенно расширяет возможности рассматриваемой схемы возбуждения ядер. В диссертационной работе предлагается, за счет управления кратностью ионизации лазерной плазмы и, соответственно, энергией рентгеновских переходов, «настраивать» энергию квантов рентгеновской линии в резонанс с энергией ядерного перехода. Поскольку ионизационное состояние плазмы определяется, в первую очередь, тепловым электронным компонентом, а генерация ионами линейчатого рентгеновского излучения с энергией свыше 1 кэВ связана с горячим электронным компонентом, нами, на примере ядра И1Н|>80 и квазирезонансного Ка-излучения иона алюминия А1+9 (табл. 2), предложена схема возбуждения ядер с использованием двух лазерных импульсов сверхкороткой длительности. При этом первый из импульсов служит для формирования лазерной плазмы с максимальным по времени и пространству числом ионов А1+8, а второй генерирует горячие электроны, приводящие к ионизации К-оболочки ионов и эффективной генерации Ка-линии иона А1+9. Таким образом, в рамках диссертационной работы определялись условия, при которых в твердотельной алюминиевой плазме ФЛИ наблюдается

А 1 +8

максимальное количество иона А1 .

Для расчета зарядового состава лазерной плазмы в диссертационной работе использовалась ударно-излучательная модель кинетики ионизации, учитывающая переходы между возбужденными состояниями ионов. Отличительной особенностью реализованной нами модели явилась предложенная методика расчета населенностей возбужденных состояний различных ионов на основе точных расчетов кинетики возбуждения, выполненных только для одного иона определенной кратности ионизации, и последующим представлением ионов в виде двухуровневых систем. Данная методика, основанная на предположении о слабой зависимости скоростей заселения возбужденных состояний ионов от их кратности ионизации, позволила существенно упростить и ускорить расчеты зарядового состава плазмы. Корректность полученных результатов была подтверждена путем их сравнения с данными других авторов.

Таким образом, в соответствии с предложенной методикой был рассчитан зарядовый состав твердотельной плазмы алюминия с различной температурой тепловых электронов (рис. 6-(а)), который позволил выявить, что максимальная доля иона А1+8 в плазме достигается при температуре тепловых электронов Г,~90 эВ и составляет ~20-30 %.

Также в работе изучалось влияние горячих электронов лазерной плазмы на ее зарядовый состав и населенности возбужденных состояний ионов. В результате проведенных исследований было получено, что наличие горячей электронной компоненты, доля которой в лазерной плазме при интенсивностях 1016-10 Вт/см2 не превышает единиц процентов, не оказывает существенного влияния на ее зарядовый состав (рис. 6-(б)), однако, может привести к увеличению доли ионов, находящихся в высоковозбужденных состояниях.

(а) (б)

Рис. б. (а) Относительное содержание ионов алюминия, вычисленное при различных температурах тепловых электронов плазмы твердотельной плотности Ы=6-10Р см'3, (б) Зависимость среднего заряда плазмы алюминия от температуры тепловых электронов при наличии горячих электронов с температурой 5 кэВ (к - доля горячих электронов в плазме).

Итак, в ^результате проведенных в работе исследований было показано, что возбуждение ядер 20|Щ8о Ка-излучением иона алюминия А1*9 должно происходить согласно следующей методике с использованием двух лазерных импульсов. Первый фемтосекундный лазерный импульс с энергией ~1 Дж и интенсивностью ~1015-1016 Вт/см2 формирует твердотельную лазерную плазму алюминия с температурой тепловых электронов Тс~90 эВ и глубиной прогрева ~1 мкм, доля иона А1+® в которой составляет ~25% (рис. 6-(а)). В дальнейшем с задержкой ~1 пс, обусловленной временем прогрева мишени, производится второй лазерный импульс с энергией ~1 Дж и интенсивностью ~10б-1017 Вт/см2, формирующий горячие электроны с энергией ~10 кэВ, необходимые для эффективной ионизации К-оболочки ионов мишени, и последующей генерации Ка-линии иона алюминия А1*9 (рис. 5). Анализ показывает, что в этом случае число возбужденных -линией иона ядер Щво составляет ~350 штук за выстрел, что на 3 порядка превышает выход возбужденных ядер при накачке К-излучением нейтральных атомов алюминия (табл. 2), и является достаточным для экспериментального наблюдения эффекта.

В третьей главе диссертационной работы рассматриваются различные аспекты распада возбужденных ядер в условиях высокоионизованной горячей лазерной плазмы. Известно, что основными каналами распада низкоэнергетических ядерных состояний являются гамма-распад и внутренняя электронная конверсия (ВЭК), при которой энергия возбуждения ядра передается одному из электронов в составе атома или иона с последующей его ионизацией. При этом энергия покинувшего атом электрона Е, оказывается равной разнице между энергией возбуждения ядра Ео и энергией связи электрона Е, на атомной оболочке, с которой произошла ионизация. Соотношение между двумя процессами распада характеризуется коэффициентом ВЭК показывающим то, во сколько раз ВЭК оказывается более вероятной, чем гамма-распад. Следует отметить, что в случае ядерных переходов малых энергий коэффициент конверсии может быть значительно выше единицы. В самом общем случае в ВЭК могут принимать участие все атомные электроны, энергия связи которых оказывается меньше энергии возбуждения ядра. При этом вероятности конверсии на различные электронные оболочки не равны друг

другу и определяются волновыми функциями и количеством электронов на оболочке.

На рисунке 7-(а) представлены распределения парциальных коэффициентов внутренней конверсии а, по электронным оболочкам нейтрального атома ртути в случае ядерных переходов с первого возбужденного состояния в ядре 201^8о (М1-переход с Ео =1561 эВ). Из рисунка видно, что распределение по электронным оболочкам атомов носит неравномерный характер и определяется волновыми функциями электронов, принадлежащих различным оболочкам. Отсюда

следует, что в случае сильной ионизации атома вероятность ВЭК будет уменьшаться как за счет удаления электронов, способных участвовать в актах конверсии, так и за счет увеличения энергий связи электронов на внутренних оболочках. Это, в свою очередь, может привести к ситуации, когда для части электронов, способных участвовать в процессе внутренней конверсии . в случае нейтрального атома, энергия связи в ионе превысит энергию перехода в ядре, и конверсия станет невозможной.

n1 n2 43 n4 n5 n6 n7 01 02 03 (x 05 р1

Электронная оболочка

(а)

(б)

Рис. 7. (а) -распределенияпарциальных коэффициентов ВЭК а, по электронным оболочкам в нейтральном атомертути и (б) - зависимости полного а и парциальных коэффициентов ВЭК а, на различные электронные оболочки от заряда ионов в случае перехода с первого

возбужденного состояния в ядре 30>Щво-

Для определения условий, при которых накладывается запрет на конверсионный канал распада низкоэнергетических ядерных состояний, в диссертационной работе был проведен численный анализ зависимости величин коэффициентов конверсии а, на различные электронные оболочки от заряда ионов 2 в случае переходов с первого возбужденного состояния в ядре 201Н38о (рис. 7-(б)). Из рисунка 7-(б) видно, что до определенного момента парциальные коэффициенты конверсии а3 слабо меняются с ростом кратности ионизации иона 2. Подавление ВЭК в два раза наблюдается при 2=26, благодаря значительному увеличению энергии связи оболочки N1 с 834 эВ при 2=0 до 1590 эВ при 2=26, а полный запрет ВЭК осуществляется при 2=35. Таким образом, для значительного (более чем в два раза) подавления конверсионного канала распада первого возбужденного состояния ядра 201Нз$о необходимо ионизовать атомы ртути до 2=26-35, что может быть реализовано в условиях горячей плотной лазерной плазмы. Осуществление данного эффекта позволило бы увеличить и контролировать как выход гамма-распадов возбужденных ядерных состояний, так и время их жизни.

Для определения условий, при которых в горячей лазерной плазме ртути обеспечиваются кратности ионизации ионов 2=26-35, необходимые для подавления ВЭК с первого возбужденного состояния ядра 21>1Н£зо» использовалась методика расчета зарядового состава плазмы, представленная в главе 2. На рисунке 8-(а) изображена зависимость величины среднего заряда лазерной плазмы ртути твердотельной плотности (Л^г^-Ю22 см'3) от температуры тепловых электронов вычисленная по данной методике. Из рисунка следует, что в вышеописанных условиях величина среднего заряда 2=35 наблюдается при температурах тепловых электронов что достаточно легко реализуется при использовании современных фемтосекундных лазерных установок, способных обеспечивать интенсивности светового поля 1~1016-1017 Вт/см2.

Следует отметить, что для экспериментального наблюдения эффекта подавления электронной конверсии необходимо обеспечить высокую кратность ионизации вещества на временах, сравнимых со временем жизни возбужденного ядерного состояния, которое в случае первого возбужденного состояния ядра 2ШН$йо составляет —1-10 не и значительно превышает время жизни плазмы ФЛИ (~1-10 пс). Анализ показывает, что в условиях горячей приповерхностной лазерной плазмы, благодаря эффекту «заморозки» ионизационного состава

при быстром расширении плазменного облака в вакуум, становится возможным существование большого количества ионов высокой кратности на временах вплоть до нескольких микросекунд и более после лазерного импульса. Суть данного явления состоит в быстром падении скорости рекомбинации ионов за счет уменьшения концентрации плазмы при ее удалении от поверхности мишени, что и обеспечивает сохранение ее высокого зарядового состояния.

Рис. 8. (а) Зависимость среднего заряда твердотельной плазмыртути (Ы{=4-1(?2 см'3) от температуры тепловых электронов, (б) Пространственное распределение концентрации (пунктирнаялиния) и среднего заряда ионов (сплошные линии) в расширяющемся плазменном облаке ртути в различные моменты времени послелазерного импульса. x/D —расстояние до мишени вединицахD,характеризующихразмер плазменного облака.

Для детального расчета кинетики рекомбинации расширяющейся в вакуум горячей лазерной плазмы использовалось автомодельное решение уравнений газовой динамики, описывающих расширение тонкой плазменной пленки в пустоту без учета явлений теплопереноса. В результате была получена система уравнений, соответствующая адиабатическому расширению газа в пустоту и связывающая координаты (в цилиндрической системе) границ плазменного облака, его температуру и плотность в различных точках пространства в различные моменты времени после лазерного импульса. Для описания кинетики рекомбинации ионов в различных областях расширяющегося плазменного облака система газодинамических уравнений дополнялась уравнением кинетики среднего заряда лазерной плазмы, в котором скорости различных процессов определялись в соответствии с методикой, описанной во второй главе диссертационной работы.

Таким образом, в диссертационной работе была изучена временная и пространственная эволюция среднего заряда адиабатически расширяющейся лазерной плазмы. На рисунке 8-(б) представлены результаты расчетов пространственного распределения среднего заряда ионов ртути 201Н|>8о в расширяющемся плазменном облаке в различные моменты времени после лазерного импульса. В ходе вычислений предполагалось, что в начальный момент времени размеры плазменного облака составляли ДрЮО нм, Ло=1.5 мкм, концентрация ионов ЫкгАЛ^Р2 см-3, температура тепловых электронов Гео=350 эВ, заряд Хя=35. Как видно из представленных результатов, расширяющаяся лазерная плазма лишь частично рекомбинирует в областях высокой плотности, в то время как на переднем фронте плазменного облака ионы практически не изменяют своего зарядового состояния. При этом зарядовое состояние плазмы ртути полностью стабилизируется уже на временах ~100 пс после лазерного импульса и в дальнейшем не изменяется. Полученный результат находится в согласии с вышеописанным явлением «заморозки» ионизационного состава расширяющейся в пустоту лазерной плазмы. Анализ результатов расчетов, представленных на рисунке 8-(б), показывает, что большая часть ионов ртути в расширяющейся лазерной плазме сохраняет заряд свыше 26, достаточный для

наблюдения эффекта подавления ВЭК с первого возбужденного состояния ядра Ю1Щ80 со временем жизни —1-10 не и энергией 1561 эВ. В частности, ионизационный состав плазменного облака ртути, изображенный на рисунке, обеспечивает в среднем увеличение времени жизни и числа гамма-распадов возбужденного состояния примерно в 2500 раз.

Обратимся теперь к вопросу о методике регистрации конверсионного распада возбужденных в лазерной плазме низкоэнергетических ядерных состояний. Из результатов расчетов энергетических спектров конверсионных электронов следует, что они обладают ярко выраженной линейчатой структурой. Это означает, что для детектирования конверсионного распада возбужденных в лазерной плазме ядерных состояний необходимо использовать электронные спектрометры с высоким энергетическим разрешением. Таким образом, детектирование конверсионных электронов может быть осуществлено с помощью детекторов отрицательно заряженных частиц на временах порядка —0.01-10 мке (обусловленных временем жизни возбужденного состояния ядра) после лазерного выстрела.

Анализ ряда экспериментальных работ показывает, что при регистрации отрицательных частиц плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью — 101б-1017 Вт/см2 нередко наблюдаются значительные токи высокоэнергичных (до 50 кэВ) отрицательных ионов материала мишени на временах порядка нескольких микросекунд после лазерного выстрела. Присутствие данных сигналов может значительно осложнить регистрацию конверсионных электронов, в связи с чем, одной из целей диссертационной работы явилось изучение механизмов формирования отрицательных ионов высоких энергий при расширении горячей плазмы ФЛИ. Проведенный в диссертационной работе анализ выявил, что образование отрицательных ионов в высокотемпературной лазерной плазме высокой плотности в процессе взаимодействия атомов и ионов плазмы с электронами оказывается термодинамически невыгодным как из-за малой эффективности их образования при высоких температурах (Те~ 100 эВ), так и из-за малой доли нейтралов в плазме. Предположения о том, что формирование отрицательных ионов в плазме происходит в момент, когда температура ее электронов уменьшается до величин —1 эВ, также оказываются несостоятельными по причинам существенного уменьшения при этом плотности плазмы, сопровождающегося «заморозкой» высокого зарядового состояния ионов. Исследования, проведенные в диссертационной работе, позволили высказать предположение о том, что формирование отрицательных ионов высоких энергий в случае горячей плазмы ФЛИ происходит на этапе ее расширения в процессах перезарядки быстрых положительных и нейтральных частиц плазмы на молекулах остаточного газа в камере взаимодействия. Для поверки данного предположения была создана численная модель, описывающая формирование отрицательных ионов водорода при перезарядке положительных протонов высоких энергий на молекулах азота. В этом случае система кинетических уравнений описывающих процессы перезарядки различных ионов водорода на молекулах остаточного газа имеет следующий вид:

где и, представляет собой долю ионов водорода кратности 1=(-1,0, +1) в расширяющейся плазме, а,/ соответствует сечению перезарядки ионов водорода кратности / с превращением их в ионы кратности j на молекулах остаточного газа, имеющих концентрацию N¡„3, ал — длина пролета ионов в газе. Сравнение результатов расчетов, выполненных в соответствии с данной моделью, с результатами известных экспериментов обнаружило как качественное, так и количественное их согласие в области энергий ионов свыше 8 кэВ (рис. 9-(а)). В частности было получено, что форма энергетического спектра экспериментально наблюдаемых отрицательных ионов определяется не только спектром положительно и нейтрально заряженных частиц плазмы, но и зависимостью сечений перезарядки от энергии столкновения ионов с молекулами газа в камере. Выход отрицательных ионов плазмы определяется также давлением остаточного газа и может достигать величин — 1 % от общего количества налетающих частиц (рис. 9-(б)).

(5),

(а) (б)

Рис. 9. (а) - энергетические спектры положительных и отрицательных ионов водорода в условиях пролета ионами 75 см в атмосфере азота при давлении 104 торр, измеренные в экспериментах с 1~1&6 Вт/см2 (точки) и полученные в результате численных расчетов (линии); (б) - зависимость выхода отрицательных ионов водорода с энергией 5 кэВ от величины давления Рпаров азота Ы2при пролете протонами 75 см в азоте.

Также из полученных результатов следует, что для успешного наблюдения конверсионного распада низкоэнергетических ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ, возбужденных в горячей лазерной плазме, необходимо осуществлять подавление генерации отрицательных ионов плазмы при ее расширении в остаточном газе в камере. Решение данной задачи возможно как путем обеспечения высокого качества вакуума в системе (10-7 торр и выше (см. рис. 9-(б))), так и посредством предварительной очистки поверхности мишени от примесей, способных к эффективному образованию отрицательных ионов. Применение подобного рода методик позволит осуществлять регистрацию одиночных конверсионных электронов с характерными энергиями до 10 кэВ в течение всего времени пролета возбужденных ядер от мишени к детектору —1-10 мкс.

Основные результаты и выводы 1 Разработана методика экспериментального определения в каждом лазерном выстреле величины средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы с использованием двух детекторов жесткого рентгеновского излучения модифицированным методом фильтров с точностью —25-30% с учетом функции спектральной чувствительности детекторов и интенсивности лазерного излучения.

• Показано, что точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы определяется точностью измерений детекторами величины выхода рентгеновского излучения лазерной плазмы при условии, что границы пропускания фильтров со стороны малых энергий отличаются на величину свыше средней энергии горячих электронов. Например, при интенсивности фемтосекундного лазерного импульса порядка 1016 Вт/см2 средняя энергия горячих электронов составляет величины —5 кэВ, что приводит к необходимости использования алюминиевых фольг установленных перед детекторами, толщиной 100 мкм и 500-700 мкм соответственно;

• Точность и диапазон оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы определяются областью спектральной чувствительности используемых детекторов рентгеновского излучения. Так, кремниевые лавинные фотодиоды с толщиной чувствительного слоя 80 мкм имеют максимум спектральной чувствительности в области энергий рентгеновских квантов 2-20 кэВ и могут быть использованы при предполагаемой средней энергии горячих электронов —5-15 кэВ. Детекторы на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором №1(11), имеющие при толщине кристалла 5 мм область спектральной

20

чувствительности 2-100 кэВ, могут быть использованы при средней энергии горячих электронов до 50-70 кэВ. При этом использование лавинных фотодиодов обеспечивает лучшую точность оценок за счет меньшего разброса результатов измерений энергии рентгеновского излучения в спектральном диапазоне, соответствующем области максимальной чувствительности детектора;

• Модифицированным методом фильтров с использованием кремниевых лавинных фотодиодов с толщиной чувствительного слоя 80 мкм и детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором Ка1(Т1) толщиной 5 мм оценена величина средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, сформированной при взаимодействии высококонтрастных р-поляризованных фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1015 Вт/см2 с вольфрамовой мишенью. Полученные величины составили <£),>лфл=:5.1±1.4 кэВ и <£*>фэ*=5.7±1.9 кэВ;

• Модифицированным методом фильтров с использованием детекторов рентгеновского излучения на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором №1(Т1) определена величина средней энергии горячих электронов лазерной плазмы сформированной при взаимодействии высококонтрастных р-поляризованных фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1015 Вт/см2 с мишенями из 81, Бе, Си и Ое. Полученные величины находятся в согласии с теоретическими оценками;

• В экспериментах по взаимодействию ^поляризованных фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1015 Вт/смг с железной мишенью показано, что ухудшение контраста лазерного импульса по энергии с 103 до —10 приводит к росту средней энергии горячих электронов от 6.6+1.3 кэВ до 8.2+1.6 кэВ и увеличению выхода жесткого рентгеновского излучения лазерной плазмы;

• В экспериментах по взаимодействию фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1015 Вт/см2 с медной мишенью показано, что в отличие от случаяр-поляризованного излучения, при использовании в-поляризованных лазерных импульсов сколько-нибудь значимого выхода жесткого рентгеновского излучения лазерной плазмы с энергией свыше 2 кэВ не наблюдается, что может быть объяснено подавлением в последнем случае процессов вакуумного нагрева и резонансного поглощения.

2 Показано, что эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ может быть существенно увеличена при использовании квазирезонансного линейчатого рентгеновского излучения атомов мишени и ионов твердотельной лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2.

• Реализована численная модель генерации рентгеновских линий при облучении твердотельной мишени мощными фемтосекундными лазерными импульсами за счет ионизации внутренних оболочек атомов горячими электронами плазмы. Получено, что максимальный выход квантов рентгеновских линий К- и Ь-серий элементов наблюдается при использовании мишеней, толщина которых составляет -(0.7-1.длин поглощения в ней соответствующих рентгеновских квантов с энергией Езг. При этом температура горячих электронов на поверхности мишени Г*,^/ должна составлять Т/10рг-5Е$х для наиболее интенсивных линий К-серии и ДЛЯ линий Ь-серии. Оценены максимально возможные коэффициенты конверсии ЕзЩ5 10-4 энергии лазерного импульса в энергию различных рентгеновских линий элементов;

• Построена модель кинетики среднего заряда нестационарной лазерной плазмы и зарядового состава стационарной двухтемпературной лазерной плазмы с учетом ионизации и рекомбинации на возбужденные состояния ионов. Отличительной особенностью модели является методика определения среднего возбужденного состояния всех ионов плазмы по результатам расчетов кинетики возбуждения, выполненных только для одного иона определенной кратности ионизации;

• В результате численного моделирования установлено, что равновесное распределение населенностей возбужденных состояний ионов в твердотельной плазме достигается на временах, сравнимых с длительностью фемтосекундного лазерного импульса, причем равновесное значение «температуры» этого распределения определяется концентрацией и температурой тепловых электронов плазмы. Показано, что наличие горячего электронного компонента, доля которого в лазерной плазме при интенсивностях Ю'МО17 Вт/см2 не превышает единиц процентов, не оказывает существенного влияния на ее зарядовый состав, однако, может привести к увеличению доли ионов, находящихся в высоковозбужденных состояниях;

• Получено выражение для эффективности возбуждения ядер линейчатым рентгеновским излучением с учетом его «истинного» поглощения в веществе. Произведены оценки выхода возбужденных ядер 201Нй8о при их облучении квазирезонансными рентгеновскими линиями нейтральных атомов, сгенерированными при взаимодействии мощного лазерного импульса с твердотельными мишенями в оптимальных условиях. Получено, что максимальный выход возбужденных ядер достигается при использовании -ихтучения алюминия и составляет ~0.3 штук за выстрел при облучении алюминиевой мишени лазерным импульсом с энергией 1Дж;

• Проведены оценки эффективности фотовозбуждения ядра Ка -излучением иона алюминия ЛГ9 в оптимальных для его генерации условиях. Показано, что в этом случае количество возбужденных ядер составляет ~350 штук за выстрел при облучении мишени, генерирующей квазирезонансные рентгеновские линии лазерными импульсами с энергией 1 Дж. Данная величина оказывается в 103 раз выше, чем выход возбужденных ядер 201Нйо при накачке К-излучением нейтральных атомов алюминия.

3 Исследовано влияние кинетики зарядового состояния расширяющейся горячей лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2, на вероятность и эффективность регистрации конверсионного распада возбужденных ядерных состояний.

• Выявлено, что горячая твердотельная плазма ртути, сформированная фемтосекундным лазерным импульсом с интенсивностью порядка 1016 Вт/см , обеспечивает кратности ионизации ионов ртути 2-26-35 достаточные для подавления конверсионного канала распада первого возбужденного состояния ядра 2011^8о с энергией 1561 эВ. В численном эксперименте получено, что эффект «заморозки» ионизационного состояния расширяющейся в вакуум горячей высокоионизованной лазерной плазмы ртути, сохраняет запрет на конверсионный распад первого возбужденного состояния ядра 201Ь^зо на временах сравнимых с периодом полураспада в нейтральном атоме —1-10 не. При этом количество гамма-распадов возбужденного ядерного состояния может быть увеличено в 2500 раз;

• Создана модель формирования отрицательных ионов высоких энергий (до 35 кэВ) при расширении горячей лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка 10 Вт/см2, в остаточный газ, находящийся при давлении Ю"М0"* торр. Показано, что экспериментально наблюдаемые отрицательных ионы высоких энергий формируются благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и атомов расширяющейся лазерной плазмы на молекулах остаточного газа в камере. Получено, что для подавления генерации отрицательных ионов расширяющейся лазерной плазмы, необходимого для успешной регистрации конверсионного распада возбужденных ядерных состояний, давление остаточного газа в камере должно составлять величины менее 10-7 торр.

СПИСОК ОСНОВНЫХ ПУБЛИКАЦИЙ

1. Chutko О. V., Gordienko V. М., Lachko I. M., Savel'ev А. В., Volkov R. V., «High-Energy Negative Ion Formation in the Femtosecond Laser Plasma Plume Owing to Charge Exchange with Residual Gas Molecules», Laser Physics, 14(4)455-461 (2004).

2. Большаков B.B., Гордиенко B.M., Савельев А. Б., Чутко О.В., «Возбуждение низколежащих ядерныхсостоянийлинейчатым излучением ионовфемтосекунднойлазерной плазмы», Письма в ЖЭТФ, 79(2) 80-85 (2004).

3. Chutko O.V., Gordienko V.M., Lachko I.M., Mar'in B.V., Savel'ev A.B., Volkov R.V., «High-energy negative ions from expansion ofhigh-temperaturefemtosecond laserplasma», Applied Physics B, 77(8) 831-837 (2003).

4. Andreev A.V., Chutko O.V., Gordienko V.M., Joukov MA, Petrova E.V., Rusanov AA, Savel'ev A.B., Tkalya E.V., «Decay of Low-Energy NuclearLevels in Femtosecond Laser Plasma: The Effectof the Charge State on the Probability of Decay via Internal Electron Conversion», Laser Physics, 13(2) 190-195 (2003).

5. Волков Р.В., Гордиенко В.М., Лачко И.М., Михеев П.М., Марьин Б.В., Савельев А.Б., Чутко О.В., «Генерация высокоэнергетичных отрицательных ионов водорода при взаимодействии сверхинтенсивного фемтосекундного лазерного излучения с твердыми мишенями», Письма в ЖЭТФ, 76(3) 171-175 (2002).

6. Andreev A.V., Chutko O.V., Dykhne A.M., Gordienko V.M., Joukov MA, Mikheev P.M., Petrova E.A., Rusanov A-A, Savel'ev A.B., Tkalya E.V., «Non-LinearExcitation andDecay ofLow Energy Nuclearhomers ProducedunderFemtosecondLaser-Plasma Interaction», Hyperfine Interactions, 143 23-26(2002).

7. Gordienko V.M., Chutko O.V., Golishnikov D.M., Mikheev P.M., Savel'ev A.B., Volkov R.V., «Nuclear processes in dense plasma produced by femtosecond laser pulses at. sub-relativistic intensities», Superstrong fields in plasmas, Eds.: M. Lontano, G. Mourou, O. Svelto, T. Tajima, AIP Conf. Proc, 611, AIP, New York, 233-243 (2002).

8. Chutko O.V., Gordienko V.M., Lachko Ш., Savel'ev A.B., Tkalya E.V., Volkov R.V., «Internal electronic conversion decay of low energy nuclear levels excited in hot dense femtosecond laserplasma», Ultrafast Phenomena and Strong Laser Fields, Eds.: VM. Gordienko, A.A. Afanas'ev, V.V. Shuvalov, SPIE Proa, 4752205-216 (2002).

9. Андреев А.В., Гордиенко В.М., Савельев А.Б., Ткаля Е.В., Чутко О.В., «К возможности управления скоростью распада низколежащих ядерных уровней при возбуждении в фемтосекунднойлазерной плазме», Квантовая электроника, 31(7) 567-568 (2001).

10. Андреев А.В., Волков Р.В., Гордиенко В.М., Дыхне А.М., Калашников М.П., Михеев П.М., Цикл ее П.В., Савельев А.Б., Ткаля Е.В., Чалых Р.В., Чутко О.В., возбуждение и распад низколежащих ядерных состояний в плотной плазме субпикосекудного лазерного импульса», ЖЭТФ, 118(6)1343-1357 (2000).

11. Андреев А.В., Волков Р.В., Гордиенко В.М., Дыхне А.М., Михеев П.М., Савельев А.Б., Ткаля Е.В., Чутко О.В.,Шашков А. А., «Регистрация гамма-распада изомерногонизколежащегоуровня Та-181, возбуждаемого в высокотемпературной приповерхностнойлазерной плазме», Квантовая электроника, 26(3) 191-192 (1999).

12. Андреев А.В., Волков Р.В., Гордиенко В.М., Дыхне А.М., Михеев П.М., Савельев А.Б., Ткаля Е.В., Чутко О.В., Шашков А.А., «Возбуждение ядер Та-181 в высокотемпературной фемтосекунднойлазерной плазме», Письма в ЖЭТФ, 69(5) 343-348 (1999).

13. Андреев А.В., Волков Р.В., Гордиенко В.М., Дыхне А.М., Михеев П.М., Савельев А.Б., Ткаля Е.В., Чалых Р. А., Чутко О.В., «Возбуждение низколежащихядерныхуровней в нерелятивистской плотнойлазерной плазме», Квантовая электроника, 26(1) 55-58 (1999).

««-99 16

Подписано в печать 06.05.2004 Формат 60x88 1/16. Объем 1.5 п.л. Тираж 100 экз. Заказ № 101 Отпечатано в ООО «Соцветие красок» 119992 г.Москва, Ленинские горы, д. 1 Главное здание МГУ, к. 102

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1. Оценка величины средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы модифицированным методом фильтров

§1.1. Модифицированный метод фильтров оценки средней энергии горячих электронов лазерной плазмы

§1.2. Детекторы рентгеновского излучения на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором NaI(Tl) и кремниевого лавинного фотодиода

§1.3. Методика подбора фильтров, обеспечивающая наилучшую точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров

§1.4. Экспериментальная установка для оценки средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров

§1.5. Определение величины средней энергии горячих электронов лазерной плазмы модифицированным методом фильтров с использованием рентгеновских детекторов с различной спектральной чувствительностью

§1.6. Влияние контраста и поляризации фемтосекундных лазерных импульсов на эффективность генерации и величину средней энергии горячих электронов лазерной плазмы

Основные результаты главы

ГЛАВА 2. Возбуждение низкоэнергетических ядерных состояний квазирезонансными рентгеновскими линиями атомов и ионов плазмы фемтосекундного лазерного импульса •

§2.1. Фотовозбуждение низкоэнергетических ядерных состояний линейчатым рентгеновским излучением

§2.2. Кинетика генерации рентгеновских линий при взаимодействии мощного фемтосекундного лазерного импульса с твердотельной мишенью

§2.3. Обоснование возможности эффективного возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний резонансным линейчатым излучением ионов лазерной плазмы

§2.4. Описание методики расчета ионизационного состава стационарной лазерной плазмы

§2.5. Расчет населенностей возбужденных состояний ионов в стационарной плазме алюминия

§2.6. Расчет ионизационного состава стационарной плазмы алюминия

§2.7. Влияние горячего электронного компонента на населенности возбужденных состояний ионов и ионизационный состав лазерной плазмы

§2.8. Возбуждение ядра 201Hg8o квазирезонансным Ка-излучением иона алюминия А1*

Основные результаты главы

ГЛАВА 3. Конверсионный распад возбужденных ядерных состояний при расширении горячей лазерной плазмы

§3.1. Внутренняя электронная конверсия (ВЭК) в нейтральных атомах и ионах

§3.2. Внутренняя электронная конверсия в расширяющейся высокоионизованной горячей лазерной плазме

§3.3. Методика регистрации энергетических и зарядовых спектров частиц лазерной плазмы

§3.4. Механизмы образования отрицательных ионов высоких энергий при расширении горячей лазерной плазмы в окружающий газ

Основные результаты главы

Актуальность темы

Создание в конце 20-го века фемтосекундных лазерных систем настольного типа, способных генерировать световые импульсы длительностью 10-1000 фс (1 фс = 10"15 с) с энергией до 1 Дж, позволило при острой фокусировке лазерного излучения получить в лабораторных условиях интенсивности светового поля вплоть до I-10,6-1021 Вт/см2 [1, 2, 3, 4, 5]. Столь интенсивное излучение характеризуется сверхсильной напряженностью электромагнитного поля, превышающей внутриатомное кулоновское поле в атоме водорода ~109 В/см. Взаимодействие такого излучения с веществом протекает в режимах, принципиально отличных от случаев, в которых используются лазерные импульсы более низких интенсивностей. В частности, изучение плазмы, сформированной при облучении различного рода мишеней мощными фемтосекундными лазерными импульсами, стимулировало проведение исследований в таких областях науки и техники как физика высокотемпературной лазерной плазмы и лазерного термоядерного синтеза; создание новых типов источников сверхкороткой длительности, излучающих в ВУФ и рентгеновском диапазонах спектра; использование лазерной плазмы для инициирования ядерных реакций и т.п. [6, 7, 8, 9,10, 11].

Плазма, создаваемая на поверхности твердотельной мишени высококонтрастным фемтосекундным лазерным импульсом (плазма ФЛИ), обладает рядом уникальных характеристик [9, 10]. Так, за время действия лазерного импульса -10-100 фс образовавшаяся плазма со средним зарядом Z~10 не успевает разлететься и сохраняет плотность близкую к твердотельной при температуре тепловых электронов Ге~0.1-1 кэВ. Одновременно с этим, благодаря таким механизмам как вакуумный нагрев, аномальный скин-эффект, резонансное поглощение и др., в лазерной плазме формируется горячий электронный компонент с характерными энергиями -1-100 кэВ в зависимости от интенсивности лазерного излучения [10]. Так в случае умеренных интенсивностей /~1016 Вт/см2 средняя энергия горячих электронов в плазме составляет величину порядка 5-10 кэВ, а коэффициент преобразования энергии лазерного импульса в энергию горячих электронов величину ~1% [12, 13, 14]. Время жизни приповерхностной лазерной плазмы ФЛИ определяется характерным временем остывания электронов, зависящем как от скорости ее расширения в вакуум (~0.1 нм/фс при 7>-100 эВ), так и от скорости распространения тепловой волны вглубь мишени (~1 нм/фс), и составляет величины —1-10 пс [9]. При этом в процессе расширения лазерной плазмы в вакуум высокозарядные ионы приобретают энергии ~ZTt~\-10 кэВ [9, 15].

Лазерная плазма, сформированная при взаимодействии сверхсильного светового поля с веществом, является источником частиц (электронов и ионов) с энергиями вплоть до МэВ (при />1019 Вт/см2) и представляет интерес как в качестве источника корпускулярного излучения высоких энергий [10, 13, 15, 16, 17], так и в качестве объекта, в котором могут быть инициированы ядерные реакции различного типа [6, 11, 18, 19, 20, 21, 22, 23, 24]. Следует отметить, что, благодаря присутствию высокой доли горячих электронов, ядерные реакции с порогом до нескольких десятков кэВ наблюдаются в приповерхностной твердотельной плазме ФЛИ и при умеренных интенсивностях /~1016-1017 Вт/см2 [11, 14, 25, 26, 27, 28]. Среди множества таких реакций особо следует выделить процессы, связанные с осуществлением низкоэнергетических ядерных переходов с энергиями 1-20 кэВ, представляющие интерес для решения таких задач как создание инверсии населенностей в ядрах, инициирование распада высоковозбужденных метастабильных ядерных состояний, разделение изотопов и др. [11,22].

Следует отметить, что за последние 20 лет, в основном российскими учеными, была создана достаточно развитая теория процессов возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в лазерной плазме. Основными каналами возбуждения таких состояний в плазме считаются возбуждение при неупругом рассеянии электронов плазмы на ядрах [29, 30], обратная внутренняя электронная конверсия [31, 32], возбуждение при переходах между электронными оболочками в атомах [33, 34] и фотовозбуждение собственным рентгеновским излучением лазерной плазмы [22, 35, 36], причем, как показывают теоретические оценки, именно последний из этих каналов и обладает максимальной эффективностью [И, 22, 26]. Оказывается, что эффективность возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в лазерной плазме во многом определяется характеристиками ядерного перехода и характерными энергиями взаимодействующих частиц. При этом для успешного возбуждения ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ необходимо создание плазмы с высоким содержанием электронов соответствующих энергий. Таким образом, появление в конце 80-х годов 20-го века фемтосекундных лазерных систем, способных создавать плазму ФЛИ с высоким содержанием горячих электронов с энергиями вплоть до релятивистских, привело к возможности проведения подобных исследований на качественно новом уровне.

На сегодняшний день существует несколько экспериментальных работ, в которых сообщается об успешном возбуждении низкоэнергетических ядерных состояний с использованием тормозного и рекомбинационного излучения лазерной плазмы [14,25, 26]. С другой стороны известно, что спектральная яркость линейчатого рентгеновского излучения может на несколько порядков превышать яркость тормозного излучения лазерной плазмы [37,38, 39, 40]. Идея использования атомарных рентгеновских линий для возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний была предложена в работах [41, 42, 43], однако, вопросы об эффективности такого процесса до сих пор детально не изучались. Анализ показывает, что обеспечение точного резонанса между рентгеновской линией и ядерным переходом оказывается, как правило, невозможным, что существенно ограничивает возможности данной схемы возбуждения ядер. Однако, известно, что при ионизации вещества энергия квантов рентгеновских линий увеличивается. В диссертационной работе предлагается, управляя кратностью ионизации лазерной плазмы, осуществлять подстройку энергии квантов рентгеновской линии в точный резонанс с ядерным переходом. Таким образом, использование квазирезонансного линейчатого рентгеновского излучения ионов лазерной плазмы может существенно повысить эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний [44].

Регистрация ядер, возбужденных в горячей плазме ФЛИ, осуществляется путем детектирования продуктов распада возбужденных состояний, основными каналами которого являются гамма-распад и внутренняя электронная конверсия (ВЭК). При этом процесс ВЭК, суть которого состоит в передаче энергии возбуждения ядра одному из электронов, находящихся в составе атома, с последующей его ионизацией, в случае низкоэнергетических ядерных переходов оказывается более вероятным, чем радиационный распад. Ряд теоретических и экспериментальных исследований показывает, что вероятность конверсионного распада во многом определяется кратностью ионизации ионов и может быть уменьшена до нуля в случае удаления из состава атома электронов, энергия связи которых не превышает энергию возбуждения ядра [45, 46]. На сегодняшний день подобные явления наблюдаются в экспериментах, проводимых на различного рода ускорителях, однако, как показывают расчеты, выполненные в рамках диссертационной работы, горячая, плазма ФЛИ, обладая высокой кратностью ионизации, также может быть использована для наблюдения эффекта запрета ВЭК в ионах [47,48].

Конверсионный распад возбужденных ядерных состояний сопровождается испусканием электронов, с энергиями равными разнице энергии ядерного перехода и энергии связи электрона в ионе, и может быть зарегистрирован с помощью анализаторов заряженных частиц с высоким энергетическим разрешением. Исследования показывают, что в условиях горячей плазмы ФЛИ часть ионов расширяющегося плазменного облака превращается в отрицательные ионы высоких энергий [15]. Учитывая, что анализаторы заряженных частиц, как правило, регистрируют частицы с фиксированным знаком заряда, оказывается возможной ситуация, в которой наличие высокого тока отрицательных ионов плазмы приведет к невозможности детектирования одиночных конверсионных электронов, соответствующих распаду возбужденных в лазерной плазме ядер. По этой причине часть диссертационной работы посвящена изучению механизмов и возможности контроля процессов формирования отрицательных ионов высоких энергий при расширении горячей плазмы ФЛИ в остаточном газе.

Как видно из вышесказанного, особое влияние на эффективность возбуждения и распада низкоэнергетических ядерных состояний в плазме ФЛИ оказывает кинетика зарядового состава плазмы. Для определения условий, в которых наблюдается наиболее эффективное фотовозбуждение ядер квазирезонансным линейчатым излучением ионов плазмы или подавление ВЭК, необходимо производить расчеты зарядового состава плазмы в зависимости от ее температуры и плотности. Для решения данной задачи в рамках диссертационной работы предложена оригинальная методика расчета зарядового состава лазерной плазмы с учетом переходов между возбужденными состояниями ионов.

Следует отметить, что наличие высокой доли горячих электронов в плазме ФЛИ оказывает влияние, как на зарядовый состав лазерной плазмы, так и на эффективность генерации жесткого рентгеновского излучения плазмы, тем самым, определяя эффективность фотовозбуждения ядер. Так, например, испытывая неупругое рассеяние на ионах плазмы и атомах мишени, горячие электроны излучают непрерывный спектр тормозного рентгеновского излучения с характерными энергиями квантов порядка средней энергии горячих электронов и длительностью, определяемой временем пролета электронов в мишени -1-10 пс [10, 12]. Одновременно с этим, сталкиваясь с атомами и ионами мишени, горячие электроны могут привести к ударной ионизации внутренних оболочек атомов и ионов, заполнение которых сопровождается испусканием линейчатого рентгеновского излучения. Современные эксперименты показывают, что в зависимости от атомного состава и толщины мишени при использовании фемтосекундных лазерных импульсов с энергией ~1 Дж и интенсивностью свыше 1016 Вт/см2 возможно получение линейчатого рентгеновского излучения субпикосекундной длительности со светимостью до 1012 квантов за выстрел [37, 38, 39, 40], что делает сегодня плазму ФЛИ одним из наиболее ярких источников характеристического рентгеновского излучения. Таким образом, максимальная эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний может быть достигнута при использовании линейчатого рентгеновского излучения ионов плазмы ФЛИ, сгенерированного при ионизации внутренних оболочек ионов горячими электронами плазмы. В связи с этим в диссертационной работе был выполнен ряд расчетов определяющих параметры горячего электронного компонента лазерной плазмы, взаимодействие которого с атомами и ионами мишени приводит к наиболее эффективному высвечиванию рентгеновских линий различных серий.

Одним из основных направлений экспериментальных исследований физики плазмы ФЛИ является оптимизация ее характеристик (температура, зарядовый состав, поток ионов или рентгеновского излучения в заданном диапазоне энергетического спектра и т.п.) путем варьирования параметров лазерного излучения и характеристик мишени. В связи с этим определяющую роль при проведении экспериментов играет вопрос диагностики и контроля параметров плазмы. При этом в контексте проблемы возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний в плазме ФЛИ, наибольший интерес вызывает изучение характеристик горячего электронного компонента и жесткого рентгеновского излучения плазмы. Особое внимание при этом уделяется измерению параметров энергетического спектра горячих электронов и их содержания в плазме. Так, например, разработанный авторами работ [12, 14, 49] модифицированный метод фильтров позволяет по одновременному измерению выхода жесткого тормозного рентгеновского излучения лазерной плазмы в различные спектральные диапазоны произвести оценку величины средней энергии горячих электронов в каждом лазерном выстреле. Исследования, проведенные в диссертационной работе, позволили определить влияние спектральных диапазонов, в которых проводятся измерения рентгеновского излучения, и характеристик детекторов на точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, выполненных в соответствии с данной методикой.

Таким образом, актуальность работы определяется рядом обстоятельств. Во-первых, проведение современных экспериментов по взаимодействию сверхсильного фемтосекундного лазерного излучения с веществом требует разработки достаточно точных методов контроля и диагностики параметров плазмы (в частности горячего электронного компонента) в каждом лазерном выстреле. Во-вторых, возможность управления кратностью ионизации плазмы ФЛИ позволяет контролировать энергию квантов наиболее ярких рентгеновских линий ионов, что может быть использовано для эффективного фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы. В-третьих, высокая кратность ионизации плазмы ФЛИ делает возможным ее использование для наблюдения эффектов запрета конверсионного канала распада низкоэнергетических ядерных состояний.

Цели диссертационной работы

Основными целями диссертационной работы явились:

1. Оценка точности экспериментальной методики определения в каждом лазерном импульсе величины средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы модифицированным методом фильтров с учетом характеристик детекторов рентгеновского излучения. Разработка методики подбора фильтров, обеспечивающих наивысшую точность оценок в широком диапазоне интенсивностей лазерного излучения.

2. Обоснование возможности увеличения эффективности фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ при использовании квазирезонансного линейчатого рентгеновского излучения атомов мишени и ионов твердотельной лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2.

3. Исследование влияния кинетики зарядового состояния расширяющейся горячей лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2, на вероятность и эффективность регистрации конверсионного распада возбужденных ядерных состояний.

Научная новизна

1. Предложен метод увеличения эффективности фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы за счет подстройки энергии рентгеновских линий ионов в точный резонанс с энергией ядерного перехода посредством управления кратностью ионизации лазерной плазмы. Показано, что эффективность фотовозбуждения низкоэнергетического ядерного состояния в ядре 201Hgso с энергией 1561 эВ существенно увеличивается при использовании резонансного Ка-излучения иона А1+9, генерируемого при облучении алюминиевой мишени фемтосекундными лазерными импульсами.

2. В результате численного моделирования установлено, что стационарное распределение населенностей возбужденных состояний ионов в твердотельной плазме достигается на временах, сравнимых с длительностью фемтосекундного лазерного импульса, причем значение «температуры» этого распределения определяется концентрацией и температурой тепловых электронов плазмы. Показано, что наличие горячего электронного компонента, доля которого в лазерной плазме при интенсивностях 101б-1017 Вт/см2 не превышает единиц процентов, не оказывает существенного влияния на ее зарядовый состав, однако, может привести к увеличению доли ионов, находящихся в высоковозбужденных состояниях.

3. Предложено использовать плазму фемтосекундного лазерного импульса для подавления конверсионного канала распада ядерных состояний в условиях высокой кратности ионизации лазерной плазмы. На примере первого возбужденного состояния ядра Hgso с энергией 1561 эВ показано, что горячая твердотельная плазма ртути, сформированная фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2, обеспечивает кратности ионизации ионов ртути Z~26-35 достаточные для подавления внутренней электронной конверсии более чем в 2 раза. При этом эффект «заморозки» ионизационного состояния расширяющейся в вакуум горячей лазерной плазмы ртути сохраняет запрет на ВЭК на временах, сравнимых с периодом полураспада возбужденного ядерного состояния в нейтральном атоме -1-10 не.

4. Показано, что отрицательные ионы водорода с энергиями до 35 кэВ, наблюдаемые в экспериментах по взаимодействию фемтосекундного лазерного излучения с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2 с твердотельными мишенями, формируются благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и нейтральных атомов расширяющейся лазерной плазмы на молекулах остаточного газа в камере.

Практическая ценность

Практическая ценность работы определяется возможностью использования разработанной методики подбора фильтров для экспресс-оценки с высокой точностью величины температуры горячих электронов твердотельной плазмы ФЛИ модифицированным методом фильтров в широком диапазоне интенсивностей лазерного излучения, вплоть до релятивистских.

Появление фемтосекундных лазерных систем настольного типа способных генерировать импульсы, интенсивность которых при острой фокусировке на мишень составляет величины вплоть до I017 Вт/см2, позволяет использовать их для практического применения эффекта возбуждения низкоэнергетических ядерных состояний рентгеновским излучением лазерной плазмы, а также для исследования и применения эффекта наложения запрета на ВЭК в высокоионизованной плазме ФЛИ.

Кроме этого, полученные в работе результаты демонстрируют возможность использования плазмы ФЛИ для генерации интенсивных потоков отрицательных ионов высоких энергий при ее расширении в окружающем мишень газе.

Таким образом, методы и подходы, развитые в диссертационной работе, могут быть широко использованы в таких областях как ядерная физика и физика плазмы для решения следующих прикладных и фундаментальных задач:

• диагностика плотной горячей плазмы ФЛИ;

• создание источников отрицательных ионов высоких энергий;

• спектроскопия и диагностика параметров низкоэнергетических ядерных состояний;

• исследование процессов внутренней электронной конверсии в высокоионизованных ионах.

Защищаемые положения

1. Величина средней энергии горячего электронного компонента плазмы, создаваемого на поверхности твердотельных мишеней фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2, может быть оценена с точностью ~25-30% в каждом лазерном выстреле модифицированным методом фильтров с использованием рентгеновских детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором Nal(Tl) толщиной 5 мм и кремниевых лавинных фотодиодов с толщиной чувствительного слоя 80 мкм;

2. Эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний характеристическим излучением горячей лазерной плазмы существенно увеличивается при подстройке энергий квантов рентгеновских линий ионов в точный резонанс с энергией ядерного перехода за счет управления кратностью ионизации плазмы.

3. В расширяющейся плазме ртути, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2, возможно наложение запрета на конверсионный распад низкоэнергетического ядерного состояния 20,Hggo с энергией 1561 эВ на временах, сравнимых с периодом полураспада возбужденного ядерного состояния в нейтральном атоме -1-10 не.

4. Формирование отрицательных ионов водорода высоких энергий при облучении твердотельных мишеней мощными фемтосекундными лазерными импульсами происходит благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и атомов расширяющейся плазмы на молекулах остаточного газа в камере. При этом энергетический спектр отрицательных ионов определяется как формой аналогичного спектра положительных ионов плазмы, так и зависимостью сечений перезарядки от энергии сталкивающихся частиц.

Апробация работы и публикации

Основные результаты исследований, представленных в диссертации, докладывались автором на следующих научных конференциях: 1-ая международная конференция по лазерной оптике для молодых ученых LOYS-2000 (Санкт-Петербург, Россия, 2000), XVII конференция по когерентной и нелинейной оптике ICONO-2001 (Минск, Беларусь, 2001), 11-ый международный симпозиум по лазерной физике «Laser Physics» (Братислава, Словакия, 2002), 2-ой симпозиум по комплексной плазме и ее взаимодействию с электромагнитным излучением (Москва, Россия, 2004). Также диссертант является соавтором докладов, представленных на научных конференциях: Германо-российский лазерный симпозиум (Мюнхен, Германия, 1998), Сверхинтенсивные лазерные взаимодействия и их применение ULIA-1 (Элоунда, Греция, 1999), 2-ой итало-российский симпозиум по сверхбыстрой оптической физике (Москва, Россия, 1999), 3-ий итало-российский симпозиум по проблемам лазерной физики и технологий (Палермо, Италия, 2000), 9-12 международные симпозиумы по лазерной физике «Laser Physics» (Бордо, Франция, 2000; Москва, Россия, 2001; Гамбург, Германия, 2003), 3-ий международный симпозиум по современным проблемам лазерной физики (Новосибирск, Россия, 2000), 4-ое совещание AFOSR по изомерным ядрам (Туссон, США, 2001), 2-ая международная конференция молодых ученых и специалистов «0птика-2001» (Санкт-Петербург, Россия, 2001), Международная конференция по квантовой электронике IQEC-2002 (Москва, Россия, 2002), QELS-2002 (Лонг-Бич, США, 2002), 2-ая научная молодежная школа «Оптика-2002» (Санкт-Петербург, Россия, 2002), Международная конференция «Сверхкороткое излучение высокой энергии и вещество» (Варенна, Италия, 2003), 11-я конференция по лазерной оптике Ш-2003 (Санкт-Петербург, Россия, 2003).

По теме диссертации опубликовано 13 работ в реферируемых научных изданиях, в том числе 11 статей в отечественных и зарубежных научных журналах и 2 статьи в сборниках и трудах конференций, а также 23 тезиса докладов.

Личный вклад автора

Все изложенные в диссертационной работе оригинальные результаты получены автором, либо при его непосредственном участии. Автором осуществлялось проведение и обработка данных экспериментальных исследований, разработка и реализация теоретических моделей и расчетов, а также интерпретация полученных результатов.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и приложения. Работа изложена на 152 страницах, включает 37 рисунков, приложение на 10 страницах и список литературы (общее число ссылок 161).

Основные результаты главы 3

• Выявлено, что горячая твердотельная плазма ртути, сформированная фемтосекундным лазерным импульсом с интенсивностью порядка

10'° Вт/см, обеспечивает кратности ионизации ионов ртути Z~26-35 достаточные для подавления конверсионного канала распада первого возбужденного состояния ядра 201Hggo с энергией 1561 эВ более, чем в 2 раза;

• В численном эксперименте получено, что эффект «заморозки» ионизационного состава расширяющейся в вакуум горячей лазерной плазмы ртути, сформированной фемтосекундным лазерным импульсом с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2, сохраняет запрет на конверсионный распад первого возбужденного состояния ядра 201Hggo на временах сравнимых с периодом полураспада в нейтральном атоме —1-10 не. При этом количество гамма-распадов возбужденного ядерного состояния может быть увеличено в 2500 раз. Создана модель формирования отрицательных ионов высоких энергий (до 35 кэВ) при расширении горячей лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2, в остаточный газ, находящийся при давлении Ю'МО"4 торр. Показано, что экспериментально наблюдаемые отрицательных ионы высоких энергий формируются благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и атомов расширяющейся лазерной плазмы на молекулах остаточного газа в камере. Получено, что, контролируя давление остаточного газа в камере, можно управлять величиной выхода сформированных при расширении горячей лазерной плазмы ФЛИ отрицательных ионов высоких энергий. В частности при давлении остаточного газа (азота) в камере ~10'2 торр и длине пролетной базы ~1 м достигается максимальный выход ~ 0.5% отрицательных ионов водорода с энергией 5 кэВ. С другой стороны улучшение качества вакуума до 10"7 торр позволяет осуществить уменьшение выхода отрицательных ионов до ~10"5%, что позволит увеличить эффективность регистрации ВЭК низкоэнергетических ядерных состояний, возбужденных горячей плазме ФЛИ.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1 Разработана методика экспериментального определения в каждом лазерном выстреле величины средней энергии горячего электронного компонента лазерной плазмы с использованием двух детекторов жесткого рентгеновского излучения модифицированным методом фильтров с точностью ~25-30% с учетом функции спектральной чувствительности детекторов и интенсивности лазерного излучения.

• Показано, что точность оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы определяется точностью измерений детекторами величины выхода рентгеновского излучения лазерной плазмы при условии, что границы пропускания фильтров со стороны малых энергий отличаются на величину свыше средней энергии горячих электронов. Например, при интенсивности фемтосекундного лазерного импульса порядка 1016 Вт/см2 средняя энергия горячих электронов составляет величины ~5 кэВ, что приводит к необходимости использования алюминиевых фольг, установленных перед детекторами, толщиной 100 мкм и 500-700 мкм соответственно.

• Точность и диапазон оценок средней энергии горячих электронов лазерной плазмы определяются областью спектральной чувствительности используемых

• детекторов рентгеновского излучения. Так, кремниевые лавинные фотодиоды с толщиной чувствительного слоя 80 мкм имеют максимум спектральной чувствительности в области энергий рентгеновских квантов 2-20 кэВ и могут быть использованы при предполагаемой средней энергии горячих электронов ~5-15 кэВ. Детекторы на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором NaI(Tl), имеющие при толщине кристалла 5 мм область спектральной чувствительности 2-100 кэВ, могут быть использованы при средней энергии горячих электронов до 50-70 кэВ. При этом использование лавинных фотодиодов обеспечивает лучшую точность оценок за счет меньшего разброса результатов измерений энергии рентгеновского излучения в спектральном диапазоне, соответствующем области максимальной чувствительности детектора.

• Модифицированным методом фильтров с использованием кремниевых лавинных фотодиодов с толщиной чувствительного слоя 80 мкм и детекторов на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором NaI(Tl) толщиной 5 мм оценена величина средней энергии горячих электронов лазерной плазмы, сформированной при взаимодействии высококонтрастных /^-поляризованных фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1013 Вт/см2 с вольфрамовой мишенью. Полученные величины составили <2?й>л<од=5.1±1.4 кэВ и <Ек>фЭу=ЬЛ±\.9 кэВ.

• Модифицированным методом фильтров с использованием детекторов рентгеновского излучения на основе ФЭУ-119 со сцинтиллятором NaI(Tl) определена величина средней энергии горячих электронов лазерной плазмы <£й>~6.7±1.6 кэВ, сформированной при взаимодействии высококонтрастных р-поляризованных фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1015 Вт/см2 с мишенями из Si, Fe, Си и Ge. Полученные величины находятся в согласии с теоретическими оценками, приведенными в работах [10, 59, 60];

• В экспериментах по взаимодействию ^-поляризованных фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1015 Вт/см2 с железной мишенью показано, что ухудшение контраста лазерного импульса по энергии с 103 до ~10 приводит к росту средней энергии горячих электронов от 6.6±1.3 кэВ до 8.2±1.6 кэВ и увеличению выхода жесткого рентгеновского излучения лазерной плазмы;

• В экспериментах по взаимодействию фемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью (5-20)-1015 Вт/см2 с медной мишенью показано, что в отличие от случая ^-поляризованного излучения, при использовании j-поляризованных лазерных импульсов сколько-нибудь значимого выхода жесткого рентгеновского излучения лазерной плазмы с энергией свыше 2 кэВ не наблюдается, что может быть объяснено подавлением в последнем случае процессов вакуумного нагрева и резонансного поглощения;

2 Показано, что эффективность фотовозбуждения низкоэнергетических ядерных состояний с энергиями 1-20 кэВ может быть существенно увеличена при использовании квазирезонансного линейчатого рентгеновского излучения атомов мишени и ионов твердотельной лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше 1016 Вт/см2.

• Реализована численная модель генерации рентгеновских линий при облучении твердотельной мишени мощными фемтосекундными лазерными импульсами за счет ионизации внутренних оболочек атомов горячими электронами плазмы. Получено, что максимальный выход квантов рентгеновских линий К- и L-серий элементов наблюдается при использовании мишеней, толщина которых составляет -(0.7-1 A)dph длин поглощения в ней соответствующих рентгеновских квантов с энергией Esx. При этом температура горячих электронов на поверхности мишени Th,opt должна составлять Th,opr-5Esx для наиболее интенсивных линий К-серии и Th,oprQ-4)Esx для линий L-серии. Оценены максимально возможные коэффициенты конверсии esx,opt ~ 10"5-10"4 энергии лазерного импульса в энергию различных рентгеновских линий элементов. Построена модель кинетики среднего заряда нестационарной лазерной плазмы и зарядового состава стационарной двухтемпературной лазерной плазмы с учетом ионизации и рекомбинации на возбужденные состояния ионов. Отличительной особенностью модели является методика определения среднего возбужденного состояния всех ионов плазмы по результатам расчетов кинетики возбуждения, выполненных только для одного иона определенной кратности ионизации; В результате численного моделирования установлено, что равновесное распределение населенностей возбужденных состояний ионов в твердотельной плазме достигается на временах, сравнимых с длительностью фемтосекундного лазерного импульса, причем равновесное значение «температуры» этого распределения определяется концентрацией и температурой тепловых электронов плазмы. Показано, что наличие горячего электронного компонента, доля которого в лазерной плазме при интенсивностях 101б-1017 Вт/см2 не превышает единиц процентов, не оказывает существенного влияния на ее зарядовый состав, однако, может привести к увеличению доли ионов, находящихся в высоковозбужденных состояниях;

Получено выражение для эффективности возбуждения ядер линейчатым рентгеновским излучением с учетом его «истинного» поглощения в веществе. Произведены оценки выхода возбужденных ядер 20lHggo при их облучении квазирезонансными рентгеновскими линиями нейтральных атомов, сгенерированными при взаимодействии мощного лазерного импульса с твердотельными мишенями в оптимальных условиях. Получено, что максимальный выход возбужденных ядер достигается при использовании Кр^з-излучения алюминия и составляет ~0.3 штук за выстрел при облучении алюминиевой мишени лазерным импульсом с энергией 1 Дж. Проведены оценки эффективности фотовозбуждения ядра 201Hggo Ка-излучением иона алюминия А1*9 в оптимальных для его генерации условиях.

Показано, что в этом случае количество возбужденных ядер составляет -350 штук за выстрел при облучении мишени, генерирующей квазирезонансные рентгеновские линии лазерным импульсом с энергией 1 Дж. Данная величина оказывается в 103 раз выше, чем выход возбужденных ядер 20,Hggo при накачке К-излучением нейтральных атомов алюминия.

3 Исследовано влияние кинетики зарядового состояния расширяющейся горячей лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью свыше

10'° Вт/см , на вероятность и эффективность регистрации конверсионного распада возбужденных ядерных состояний.

• Выявлено, что горячая твердотельная плазма ртути, сформированная фемтосекундным лазерным импульсом с интенсивностью порядка

1016 Вт/см2, обеспечивает кратности ионизации ионов ртути Z-26-35 достаточные для подавления конверсионного канала распада первого возбужденного состояния ядра 20IHgso с энергией 1561 эВ. В численном эксперименте получено, что эффект «заморозки» ионизационного состояния расширяющейся в вакуум горячей высокоионизованной лазерной плазмы ртути, сохраняет запрет на конверсионный распад первого возбужденного состояния ядра 201Hggo на временах сравнимых с периодом полураспада в нейтральном атоме -1-10 не. При этом количество гамма-распадов возбужденного ядерного состояния может быть увеличено в 2500 раз.;

• Создана модель формирования отрицательных ионов высоких энергий (до 35 кэВ) при расширении горячей лазерной плазмы, сформированной фемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка 1016 Вт/см2, в остаточный газ, находящийся при давлении Ю'МО"4 торр. Показано, что экспериментально наблюдаемые отрицательных ионы высоких энергий формируются благодаря перезарядке быстрых положительных ионов и атомов расширяющейся лазерной плазмы на молекулах остаточного газа в камере. Получено, что для подавления генерации отрицательных ионов расширяющейся лазерной плазмы, необходимого для успешной регистрации конверсионного распада возбужденных ядерных состояний, давление остаточного газа в камере должно составлять величины менее 10"7 торр.

1. Backus S., Durfee C.G., Murnane М.М., Kapteyn H.C., «High power ultrafast lasers», Rev.

2. Sci. Instrum., 69 1207-1223 (1998).

3. Perry M.D., Pennington D., Stuart B.C. et al, «Petawatt laser pulses», Optics Letters, 24160.162 (1999).

4. Крюков П.Г., «Лазеры ультракоротких импульсов», Квантовая электроника, 31 95—119(2001).

5. Андреев А.А., Мак А.А., Яшин В.Е., «Генерация и применение сверхсильных лазерных полей», Квантовая электроника, 24 99-114 (1997).

6. Басов Н.Г., Лебо И.Г., Розанов В.Б., Физика лазерного термоядерного синтеза,М.: Знание, 1988.

7. Ахманов С.А., «Сверхсильные световые поля в нелинейной оптике, физике плазмы, техники рентгеновских источников», Итоги науки и техники. Серия «Современные проблемы лазерной физики», т.4, 5-18, ВИНИТИ, М., 1991.

8. Лютер-Девис В., Гамалий Е.Г., Ванг И. и др., «Вещество в сверхсильном лазерном поле», Квантовая электроника, 19 137-155 (1992).

9. Platonenko V.T., «High-temperature near-surface plasma produced by ultrashort laser pulses», Laser Physics, 2 852-871 (1992).

10. Gibbon P., Forster R., «Short-pulse laser plasma interactions», Plasma Phys. Control. Fusion, 38 769-794 (1996).

11. Андреев A.B., Гордиенко B.M., Савельев А.Б., «Ядерные процессы в высокотемпературной плазме, индуцируемой сверхкоротким лазерным импульсом», Квантовая электроника, 31 941-956 (2001).

12. Варанавичюс А., Власов Т.В., Волков Р.В. и др. «Зависимость выхода жесткого рентгеновского излучения из плотной плазмы от длины волны греющего сверхкороткого лазерного импульса», Квантовая электроника, 30 523-528 (2000).

13. Gordienko V.M., Lachko I.M., Mikheev P.M. et al, «Experimental characterization of hot electrons production under femtosecond laser plasma interaction at moderate intensities», Plasma Phys. Control. Fusion, 44 2555-2568 (2002).

14. Михеев П.М., «Генерация жесткого некогерентного рентгеновского излучения и возбуждение ядер в высокотемпературной фемтосекундной лазерной плазме», диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук, Москва, 1999.

15. Chutko О.V., Gordienko V.M., Lachko I.M. et al, «High-energy negative ions from expansion of high-temperature femtosecond laser plasma», Applied Physics B, 77 831-837 (2003).

16. Clark E.L., Krushelnik K., Zepf M. et al, «Energetic heavy-ion and proton generation from ultraintense laser-plasma interactions with solids», Phys. Rev. Lett, 85 1654-1657 (2000).

17. Umstadter D., «Review of physics and applications of relativistic plasmas driven by ultra-intense lasers», Phys. Plasmas, 8 1774-1784 (2001).

18. Romanovsky M.Yu. In «Dynamik evolution, strukturen. Nichtlinear Dynamik und statistik complexer strukturen.», Ed. Freund J. Verlag D. Koster, Berlin, 1996, p.136-146.

19. Korobkin V.V. and Romanovsky M.Yu., «Laser thermonuclear fusion with force confinement of hot plasma», Phys. Rev. E, 49 2316-2322 (1994).

20. Perry M.D., Sefcick J.A., Cowan T. et al, «Hard x-ray production from high intensity laser solid interactions», Rev. Sci. Instrum., 70 265-269 (1999).

21. Harston M.R., Chemin J.F., «Mechanisms of nuclear excitation in plasmas», Phys. Rev. C, 59 2462-2473 (1999).

22. Андреев A.B., Арутюнян P.B., Гордиенко B.M. и др., «Инициирование низкоэнергетических ядерных переходов в лазерной плазме», Препринт ИБРАЭ №IBRAE-2002-22,56 стр., Москва, ИБРАЭ, (2002).

23. Cowan Т.Е., Hunt A.W., Phillips T.W. et al, «Photonuclear fission from high energy electrons from ultraintense laser-solid interactions», Phys. Rev. Lett., 84 903-906 (2000).

24. Ledingham K.W.D. and Norreys P.A., «Nuclear Physics merely using a light source», Contemporary Physics, 40 367-383 (1999).

25. Андреев A.B., Волков P.B., Гордиенко B.M. и др., «Возбуждение ядер Та-181 в высокотемпературной лазерной плазме», Письма в ЖЭТФ, 69 343-348 (1999).

26. Андреев А.В., Волков Р.В., Гордиенко В.М. и др. «Возбуждение и распад низколежащих ядерных состояний в плотной плазме субпикосекундного лазерного импульса», ЖЭТФ, 118 1343-1357 (2000).

27. Ditmire Т., Zweiback J., Yanovsky V.P. et al, «Nuclear fusion from explosions of femtosecond laser-heated deuterium clusters», Nature, 398 489—491 (1999).

28. Zweiback J., Smith R.A., Cowan Т.Е. et al, «Nuclear Fusion Driven by Coulomb Explosions of Large Deuterium Clusters», Phys. Rev. Lett., 84 2634-2637 (2000).

29. Гречухин Д.П., Солдатов A.A., «Возбуждение изомерного уровня 73 эВ 1/2+ ядра 0235 электронным ударом», Препринт ИАЭ-2976, М.: Институт атомной энергии им. И.В.Курчатова, 1978.16 с.

30. Арупонян Р.В., Большое JI.A., Солдатов А.А. и др., «Неупругое рассеяние электронов на близкорасположенных уровнях атомных ядер», Ядерная физика, 48 1301-1303 (1988).

31. Гольданский В.И., Намиот В.А., «О возбуждении изомерных ядерных уровней в нагретой плазме по механизму обратной внутренней электронной конверсии», Письма в ЖЭТФ, 23 495-497 (1976).

32. Гольданский В.И., Намиот В.А., «Возбуждение изомерных ядерных уровней в нагретой плазме по механизму обратной внутренней электронной конверсии», Ядерная физика, 33 319-322 (1981).

33. Tkalya E.V., «Nuclear excitation in atomic transitions (NEET process analysis)», NucLPhys. A., 539 209-222 (1992).

34. Ткаля E.B., «Вероятность безрадиационного возбуждения ядер в атомных переходах», ЖЭТФ, 102 379-396 (1992).

35. Арупонян Р.В., Большое Л.А., «О механизмах стимулирования ядерных переходов в плазме», ДАН СССР, 305 839-840 (1989).

36. Андреев А. В., Гордиенко В.М., Дыхне А.М., и др., «Возбуждение ядер в горячей плотной плазме: к возможности экспериментальных исследований с 20lHg», Письма в ЖЭТФ, 66 312-316 (1997).

37. Rousse A., Audebert P., Geindre J.P. et al «Efficient K-alpha x-ray source from femtosecond laser-produced plasmas», Phys. Rev. E, 50 2200-2207 (1994).

38. Salzmann D., Reich Ch., Uschmann I., Forster E. «Theory of Ka generation by femtosecond laser-produced hot electrons in thin foils», Phys. Rev. E, 65 036402 (2002).

39. Скобелев И.Ю., Фаенов А.Я., Магунов А.И., и др., «Рентгеноспектральная диагностика плазмы, создаваемой при взаимодействии фемтосекундных лазерных импульсов с кластерной мишенью», ЖЭТФ, 121(5) 1124-1138 (2002).

40. Maksimchuk A., Nantel М., Ma G., et al, «Х-ray radiation from matter in extreme conditions», Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer, 65 367-385 (2000).

41. Летохов B.C. «Накачка ядерных уровней рентгеновским излучением лазерной плазмы», Квантовая электроника, 4(16) 125-127 (1973).

42. Letokhov V.S., Yukov Е.А., «Excitation of Isomeric Low-Lying Levels of Heavy Nuclei in a Laser-Produced Plasma», Laser Physics, 4 382-386 (1994).

43. Андреев A.A., Ваньков A.K., Платонов К.Ю. и др., «Определение радиационных сечений низкоэнергетических переходов изомерных ядер по наблюдению лазерно-индуцированной гамма-флюоресценции», ЖЭТФ, 121(5) 1004-1011 (2002).

44. В.В. Большаков, В.М. Гордиенко, А.Б. Савельев, О.В. Чутко, «Возбуждение низколежащих ядерных состояний линейчатым излучением ионов фемтосекундной лазерной плазмы», Письма в ЖЭТФ, 79 80-85 (2004).

45. Phillips W.R., Ahmad I., Banes D.W., et. al., «Electron-nucleus interactions in few-electron Fe ions», Phys. Rev. A, 47 3682-3691 (1993).

46. Chutko О. V., Andreev A. V., Gordienko V. M. et al «Decay of low-energy nuclear levels in femtosecond laser plasma: the effect of the charge state on the probability of decay via internal electron conversion», Laser Physics, 13 190-194 (2003).

47. Андреев A.B., Гордиенко B.M., Савельев А.Б. и др., «К возможности управления скоростью распада низколежащих ядерных уровней при возбуждении в фемтосекундной лазерной плазме»» Квантовая электроника, 31 567-568 (2001).

48. Alcock A.J., Pashinin Р.Р., Ramsden S.A., «Temperature measurements of a laser spark from soft X-ray emission», Phys. Rev. Lett., 17 528-530 (1966).

49. Гинзбург В.Л., Распространение электромагнитных волн в плазме, М.: Наука, 1967.

50. Forslund D.W., Kindel J.M., Lee K. «Theory and simulation of resonant absorption in a hot plasma», Phys. Rev. A, 11 679-683 (1975).

51. Forslund D.W., Kindel J.M., Lee K. «Theory of hot-electron spectra at high laser intensity», Phys. Rev. Lett., 39 284-288 (1977).

52. Milchberg H.M., Freeman R.R. «Light absorption in ultrashort scale length plasmas», J. Opt. Soc. Amer. B, 6 1351-1355 (1989).

53. Fedosejevs R., Ottmann R., Sigel R., Kuhnle G. et al «Absorption of subpicosecond ultraviolet laser pulses in high-density plasma», Appl. Phys. B, 50 79-99 (1990).

54. Meyerhofer D.D., Chen H., Delettrez J.A. et al «Resonance absorption in high-intensity contrast, picosecond laser-plasma interactions», Phys. Fluids, B5 2584-2588 (1993).

55. Rozmus W., Tikhonchuk V.T., «Skin effect and interaction of short laser pulses with dense plasmas», Phys. Rev. A, 42 7401-7412 (1990).

56. Андреев A.A., Гамалий Е.Г., Новиков B.H. и др. «Нагрев плотной плазмы сверхкоротким лазерным импульсом в режиме аномального скин-эффекта», ЖЭТФ, 101,1808-1818(1992).

57. Brunei F. «Not-so-resonant, resonant absorption», Phys. Rev. Lett., 59 52-55 (1987).

58. Gibbon P., Bell A.R. «Collisionless absorption in sharp-edged plasmas», Phys. Rev. Lett., 68 1535-1538(1992).

59. Gibbon P., «Efficient Production of Fast Electrons from Femtosecond Laser Interaction with Solid Targets», Phys. Rev. Lett., 73 664-667 (1994).

60. Guilietti D., Gizzi L.A. «Х-ray emission from laser produced plasmas», Editrice Compositori, Bologna, Italy, 1998, 93 стр.

61. Басов Н.Г., Захаренков Ю.А., Рупасов А.А., Склизков Г.В., Шиканов А.С., Диагностика плотной плазмы, под. ред. Н.Г.Басова, М.: Наука, гл. ред. физ.-мат. лит., 1989,368с.

62. Jiang Z., Kieffer J.C., Matte J.P., et al, «X-ray spectroscopy of hot solid density plasmas produced by subpicosecond high contrast laser pulses at 1018-1019 W/cm2», Phys. Plasmas, 2(5) 1702-1711 (1995).

63. Iahoda F.C., Little E.M., Quinn M.E. et al «Continuum radiation in the X ray and visible regions from a magnetically compressed plasma (scylla)», Phys. Rev., 119 843-856 (1960).

64. Волков Р.В., Голишников В.М., Гордиенко В.М. и др., «Генерация горячих частиц в фемтосекундной лазерно плазме с использованием твердотельных модифицированных мишеней», Квантовая электроника, 31 241-246 (2001).

65. Волков Р.В., Голишников В.М., Гордиенко В.М. и др., «Перегретая плазма на поверхности мишени с периодичекой структурой, индуцированной фемтосекундным лазерным излучением», Письма в ЖЭТФ, 77 568-571 (2003).

66. Gordienko V.M., Lachko I.M., Mikheev P.M. et al, «Experimental characterization of hot electrons production under femtosecond laser plasma interaction at moderate intensities», Plasma Phys. Control. Fusion, 44 2555-2568 (2002).

67. Moszynski M., Szawlowski M., Kapusta M., Balcerzyk M., «Large area avalanche photodiodes in scintillation and X-rays detection», Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A, 485 504-521 (2002).

68. Вольдсет P., Прикладная спектрометрия рентгеновского излучения, М., Атомиздат, 1977.

69. Медведев М.Н., Сцинтилляционные детекторы, М., Атомиздат, 1977.

70. Akovali Y. A., «Nuclear Data Sheets For A = 241», Nucl. Data Sheets, 72,191 (1994).

71. Bhat M. R., «Nuclear Data Sheets For A = 57», Nucl. Data Sheets, 85 415 (1998).

72. Блохин Д.И. Физика рентгеновских лучей, М.: Наука, 1953 г.

73. Волков Р.В., Гордиенко В.М., Джиджоев М.С. и др. «Управление свойствами и диагностика фемтосекундной плазмы с использованием модифицированных мишеней», Квантовая электроника, 24 1114-1126 (1997).

74. Волков Р.В., «Динамика фемтосекундной лазерной плазмы и ее нелинейно-оптические свойства», диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук, Москва, 1998.

75. Gavrilov S.A., Golishnikov D.M., Gordienko V.M. et al, «Hard X-ray production from femtosecond plasma induced in cluster-like solids», Proc. SPIE, 4070 206-214 (2000).

76. Tom H.W.K., Wood O.R., «Study of soft X-ray generation by laser -heating solid and gaseous tantalum plasmas with subpicosecond pulses», App. Phys. Lett., 54 517-519 (1988).

77. Cobble J.A., Schappert G.T., Jones L.A. et al, «The interaction of a high irradiance subpicosecond laser pulse with aluminum: the effect of the prepulse on x-ray production», J. Appl. Phys., 69 3369-3371 (1991).

78. Steingruber J., Borgstrom S., Starczewski Т., et. al., «Prepulse dependence of X-ray emission from plasmas created by Ш. femtosecond laser pulses on solids», J. Phys. B, 29 L75-L81 (1996).

79. Андреев A.B., Гордиенко B.M., Савельев А.Б. «К возможности возбуждения ядерных переходов в высокотемпературной фемтосекундной плазме», Препринт физического факультета Московского Государственного Университета № 1, Москва, МГУ (1997), 12с.

80. Андреев А.В., Волков Р.В., Гордиенко В.М. и др. «К возможности возбуждения низколежащего уровня изомера 201Hg в высокотемпературной фемтосекундной плазме», Известия РАН, сер. физическая, 62 254-260 (1998).

81. Andreev A.V., Chutko O.V., Dykhne А.М., et. al., «Non-Linear Excitation and Decay of Low Energy Nuclear Isomers Produced under Femtosecond Laser-Plasma Interaction», Hyperfine Interactions, 143 23-26 (2003).

82. Андреев А.А., Рождественский Ю.В., Платонов К.Ю., «Индуцированная y-флуоресценция изомерных ядер в магнитной ловушке», Письма в ЖЭТФ, 68 674-680 (1998).

83. Ahmad I., Dunford R.W., Esbensen Н. et al «Nuclear excitation by electronic transition in 1890s», Phys. Rev. C, 61 051304(R) (2000).

84. Kishimoto S., Yoda Y., Seto M., et al, «Obseravtion of nuclear excitation by electron transition in 179Au with synchrotron X-rays and an avalanche photodiode», Phys. Rev. Lett., 85 1831-1834 (2000).

85. Блохин M.A., Швейцер И.Г., Рентгеноспектральный справочник, М.: Наука, 1982.

86. Schmorak M.R., «Nuclear Data Sheets For А=201», Nucl. Data Sheets, 49 733-784 (1986).

87. Shirley V. S., «Nuclear Data Sheets For A 169», Nucl. Data Sheets, 64 505 (1991).

88. King M. M. and Chou W.-T., «Nuclear Data Sheets For A = 73», Nucl. Data Sheets, 69 857 (1993).

89. Chumakov A.I., Baron A.Q.R., Arthur J., «Nuclear scattering of synchrotron radiation by шТа», Phys. Rev. Lett., 75 549-552 (1995).

90. Alp E.E., Mooney Т.Е., Toellner E., «Time resolved nuclear resonant scattering from n9Sn nuclei using synchrotron radiation», Phys. Rev. Lett., 70 3351-3354 (1993).

91. Baron A.Q.R., Chumakov A.I., Ruby S.L., «Nuclear resonant scattering of synchrotron radiation by gaseous krypton», Phys. Rev. B, 51 16384-16387 (1995).

92. Reich Ch., Gibbon P., Uschmann I., Forster E., «Yield optimization and time structure of femtosecond laser plasma Ka sources», Phys. Rev. Lett., 84 4846-4849 (2000).

93. Zeiner Ch., Uschmann I., Stobrawa G., et al, «Optimization of Ka bursts for photon energies between 1.7 keV and 7 keV produced femtosecond laser-produced plasmas at different scale length», Phys. Rev. E, 65 066411 (2002).

94. Eder D.C., Pretzler G., Fill E.E., et al, «Spatial characteristics of K-alpha radiation from weakly relativistic laser plasmas», Appl. Phys. B: Lasers and Optics, 70 211-217 (2000).

95. Банд И.М., Фомичев В.И., «Комплекс программ RAINE V. Описание программы самосогласования атомного поля релятивистским методом Дирака-Фока», Препринт ЛИЯФ №498, Ленинград, (1979).

96. Rab Shaheen, «Nuclear Data Sheets For A = 205», Nucl. Data Sheets, 69 679 (1993).

97. Вайнштейн Л.А., Собельман И.И, Юков E.A., Возбуждение атомов и уширение спектральных линий, М,: Наука, 1979.

98. Вайнштейн Л.А., Шевелько В.П., Структура и характеристики ионов в горячей плазме, М.: Наука, 1986.

99. Бейгман И.Л., «Кинетика горячей плазмы. Уравнения баланса и скорости элементарных процессов», Труды ФИАН, 215 112-123 (1992).

100. Salzmann D., Krumbein A., «Calculation of x-ray production rate and ionization-state density in hot aluminum plasma», J. Appl. Phys., 49 3229-3238 (1978).

101. Busquet M., «Mixed model: Non-Iocal-thermodynamic equilibrium, non-coronal-equilibrium simple ionization model for laser-created plasmas», Phys. Rev. A, 25 23022323 (1982).

102. Itoh M., Yabe Т., Kiyokawa S., «Collisional-radiative and hybrid models for atomic processes in high-Z plasmas», Phys. Rev. A, 35 233-241 (1987).

103. Duston D., Davis J., «Line emission from hot, dense, aluminum plasmas», Phys. Rev. A, 21 1664-1676 (1980).

104. Kawamura Т., Nishimura H., Koike F., et al., «Population kinetics on Ka lines of partially ionized CI atoms», Phys. Rev. E, 66 016402 (2002).

105. Duston D., Clark R.W., Davis J. and Apruzese J.P., «Radiation energetics of a laser-produced plasma», Phys. Rev. A, 27 1441-1460 (1983).

106. Грошев Л.В., Шапиро И.С., Спектроскопия атомных ядер, Гос.ттл. 1952.

107. Волков Р.В., Гордиенко В.М., Лачко И.М. и др. «Генерация высокоэнергетичных отрицательных ионов водорода при взаимодействии сверхинтенсивного фемтосекундного лазерного излучения с твердыми мишенями», Письма в ЖЭТФ, 76 171-175 (2002).

108. Ulrickson М., Hensler R., Gordon D., Benczer-Koller N., «Effect of atomic charge state on nuclear lifetimes: 197Au», Phys. Rev. C, 9 326-330 (1974).

109. Phillips W.R., Ahmad I., Banes D.W., et al., «Charge-state dependence of nuclear lifetimes», Phys. Rev. Lett, 62 1025-1028 (1989).

110. А.Б.Искаков, И.Г.Лебо, В.Ф.Тишкин, «Программа ATLANTC для двумерного численного моделирования задач лагранжевой газовой динамики в цилиндрической геометрии», Препринт ФИАН №47, Москва, (1999).

111. Зельдович Я.Б., Райзер Ю.П. Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений. М., Наука, 1966 г.

112. Волков P.B., Голишников Д.М., Гордиенко B.M. и др., «Формирование ионного тока высокотемпературной фемтосекундной лазерной плазмы на поверхности мишени, содержащей примесный слой», Квантовая электроника, 33 981-986 (2003).

113. Korschinek G., Henkelman Т. «Negative ions generated by laser-material interaction», Rev. Sci. Instrum., 63 2672-2675 (1992).

114. Henkelmann Т., Korschinek G., Paul M., «Dense negative ion currents from laser produced plasma», Rev. Sci. Instrum., 65 1182-1184 (1994).

115. Быковский Ю.А., Романюк В.И., Сильнов С.М., «Отрицательные ионы лазерной плазмы», Письма в ЖТФ, 14 927-931 (1988).

116. Латышев С.В. «Потенциальные возможности лазерной плазмы как источника отрицательных ионов», ЖТФ, 67 117-120 (1997).

117. Смирнов Б.М., Отрицательные ионы. М.: Атомиздат, 1978.

118. Месси Г., Отрицательные ионы. М.: Мир, 1979.

119. Smith S.J., Burch D.S. «Relative measurement of the photodetachment cross section for Н», Phys. Rev., 116 1125-1131 (1959).

120. Москвин Ю.В., «Аналитические волновые функции и сечения фотоионизации отрицательных ионов с внешней электронной оболочкой 2р», Оптика и спектроскопия, 17 499-503 (1964).

121. Pindzola M.S. «Electron impact detachment from H" and O" negative ions», Phys. Rev. A, 54 3671-3673 (1996).

122. Robicheaux F. «Electron impact detachment of weakly bound negative ions: threshold and scaling laws», Phys. Rev. A, 60 1206-1215 (1999).

123. Herzenberg A. «Attachment of slow electrons to oxygen molecules», J. Chem. Phys. 51 4942-4950 (1969).

124. Spence D., Schulz G J. «Three body attachment in O2 using electron beams», Phys. Rev. A, 5 724-732 (1972).

125. Browne J.C., Dalgarno A. «Detachment in collisions of H and H*», J. Phys. B, 2 885-889 (1969).

126. Hummer D.G., Stebbings R.F., Fite W.L., Branscomb L.M. «Charge transfer and electron production in H+H collisions», Phys. Rev. 119 668-670 (1960).

127. Радциг А. А., Смирнов Б.М. «Перезарядка отрицательного иона на положительном», ЖЭТФ, 60 521-526 (1971).

128. Errea L.F., Harel С., Jimeno P. et al «Molecular treatment of electron detachment in H* and m>, Phys. Rev. A, 54 967-969 (1996).

129. Moustaizis S.D., Balcou Ph., Chambaret J.-P. et al «Negative ion production by fs, high-intensity laser beam interactions with clusters», AIP Conf. Proc., 639 197-205 (2002).

130. Stier P.M., Barnett C.F. «Charge exchange cross-sections of hydrogen ions in gases», Phys. Rev., 103 896-907 (1956).

131. Фогель Я.М., Анкудинов В.А., Слабоспицкий P.E., «Потеря двух электронов при однократных столкновениях отрицательных ионов водорода с молекулами газов», ЖЭТФ, 32 453-462 (1957).

132. Фогель Я.М., Митин Р.В., «Образование отрицательных ионов водорода при столкновениях протонов с молекулами газов», ЖЭТФ, 30 450-457 (1956).

133. Пилипенко Д.В., Фогель Я.М., «Захват и потеря электрона при прохождении быстрых атомов водорода в молекулярных газах», ЖЭТФ, 42 936-943 (1962).

134. Фогель Я.М., Анкудинов В.А., Пилипенко Д.В., Тополя Н.В., «Захват и потеря электрона при столкновениях быстрых атомов водорода с молекулами газов», ЖЭТФ, 34 579-592 (1959).

135. McClure G.W., «Double-electron capture by protons in H2 gas», Phys. Rev., 132 1636— 1637 (1963).

136. Williams J.F., «Cross sections for double electron capture by 2-50 keV protons incident upon hydrogen and the inert gases», Phys. Rev., 150 7-10 (1966).

137. Risley J.S., Geballe R., «Absolute H" detachment cross sections», Phys. Rev. A, 9 24892495 (1974).

138. Фогель Я.М., Митин P.B., Козлов В.Ф., Ромашко Н.Д., «О применимости адиабатической гипотезы Месси к процессам двойной перезарядки», ЖЭТФ, 35 565573 (1958).

139. Фогель Я.М., Анкудинов В.А., Пилипенко Д.В., «Захват и потеря электрона при столкновениях быстрых атомов углерода и кислорода с молекулами газов», ЖЭТФ, 35 868-874(1958).

140. Kusakabe Т., Asahina К., Gu J-P., et al., «Charge-transfer processes in collisions of H* ions with H2, D2, CO and CO2 molecules in the energy range 0.2-4.0 keV», Phys. Rev. A, 62 062714(2000).

141. Kusakabe Т., Asahina K., Iida A., et al., «Charge-transfer processes in collisions of slow H* ions with hydrocarbon molecules: CH4, C2H2, СгН$ and СзНв», Phys. Rev. A, 62 062715 (2000).

142. Landshoff R.K., Perez J.D., «Determination of plasma parameters of laser-produced aluminium plasma from x-ray line radiation», Phys. Rev. A., 13 1619-1632 (1976).

143. Атомные и молекулярные процессы, под ред. Д. Бейтса, М.: Мир, 1965.

144. R.W.P. McWhirter, in «Plasma Diagnostic Techniques», edited by R.H. Huddlestone and S.LXeonard, Academic, New York, 1965.

145. Хастед Дж., Физика атомных столкновений, М.: Мир, 1965.

146. Seaton M.J., Monthly Notices Roy. Astron. Soc., «Radiative recombination of hydrogenic ions», 119 81 (1959).

147. Kolb A.C., McWhirter R.W.P., «Ionization rates and power loss from 0-pinches by impurity radiation», Phys. Fluids, 7 519-531 (1964).

148. Burgess A., «Dielectronic recombination and the temperature of solar corona», Astrophys. J., 139 776-780 (1964).

149. Мазинг M.A., «О диэлектронной рекомбинации многозарядных ионов железа», Труды ФИАН, 215 25-47 (1992).

150. Dittner P.F., Datz S., Krause H.F. et al., «Dielectronic recombination of the Be-like ions: C2+, N3+, 04+, F5+», Phys. Rev. A, 36 33-39 (1987).

151. Chichkov B.N., Mazing M.A., Shevelko A.P., Urnov A.M., «Experimental studies of the dielectronic recombination rate», Phys. Lett. A, 83 401-403 (1981).

152. Powell C.J., «Cross sections for ionization of inner-shell electrons by electrons», Rev. Mod. Phys., 48 33-47 (1976).

153. Deutsch H., Becker K., Mark T.D., «Improved low-energy dependence of calculated cross sections for the K-shell ionization of atoms using Deutsch-Mark formalism», Int. J. Mass Spectrom., 177 47-50 (1998).

154. Gstir В., Deutsch H., Becker K., Mark T.D., «Calculated cross sections for the K-shell ionization of chromium, nickel, copper, scandium and vanadium using the DM formalism», J. Phys. B, 34 3377-3382 (2001).

155. Deutsch H., Becker K., Gstir В., Mark T.D., «Calculated electron impact cross sections for the K-shell ionization of Fe, Co, Mn, Ti, Zn, Nb, and Mo using the DM formalism», Int. J. Mass Spectrom., 213 5-8 (2002).

156. Desclaux J.P., Atom. Data Nucl. Data Tables, 12 325 (1973).

157. Смирнов Б.М., Ионы и возбужденные атомы в плазме, М.: Атомиздат, 1974.

158. NIST Atomic Spectra Database, http://phvsics.nist.gov/cgi-bin/AtData/main asd

159. Юан Л.К.JI., Цзянь-Сюн В., Принципы и методы регистрации элементарных частиц, М., Издательство иностранной литературы, 1963.