Оптическая и рентгеновская диагностика формирования лазеро-индуцированной плазмы в газах и вакууме тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ

Введение.

1. Обзор литературы.

2. Методы

2.1. Шлирен метод.

2.2. Абсорбционный метод.

2.3 Интерферометрия.

Исследование лазерно-иидуцированной плазмы

3. Экспериментальное определение параметров лазеро-индуцированной плазмы при абляции в воздухе и вакууме.

4. Экспериментальное определение параметров лазеро-индуцированной плазмы при самоканалировании в воздухе и вакууме.

5. Диагностика рентгеновского излучения из лазеро-индуцированной плазмы в вакууме.

6. Многоволновая структура лазеро-индуцированной плазмы.

7. Отрыв плазменных сгустков.

Лазер (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation), несомненно, является одним из величайших изобретений в истории науки. Создателями первого Мазера (Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radiation) были: Ч. Таунс и независимо от него Н.Г. Басов совместно с A.M. Прохоровым в 1954 году. Эти учёные получили нобелевскую премию в 1964 году за "for fundamental work in the field of quantum electronics, which has led to the construction of oscillators and amplifiers based on the maser-laser principle". В дальнейшем, исследование лазеров стало новым витком в науке. Появились различные типы лазеров такие как: газовые лазеры, жидкостные и твердотельные (на диэлектрических кристаллах, стеклах, полупроводниках). С помощью появившихся лазеров открылась возможность создавать и исследовать плазму — четвёртое состояние вещества.

В настоящее время ведётся активное исследование плазмы, в связи с тем, что плазма всё ещё не достаточно изучена. Кроме того, бесконечно растущая потребность человечества в энергии подстёгивает учёных более детально изучить образование и поведение плазмы полученной в результате различных процессов, к примеру, плазму, полученную в результате лазеро-индуцированного разряда в различных средах, для создания альтернативных источников энергии. В этой области на плазму возлагаются большие надежды. Так же идея создания рентгеновского лазера во многом базируется на возможности плазмы испускать узконаправленное рентгеновское излучение [23].

В данной работе были поставлены цели:1. Исследовать процессы формирования лазеро-индуцированной плазмы в различных средах, таких как воздух, вакуум, инертный газ - аргон.

2. Проследить динамику плазмы в различных средах при различных режимах работы лазера.

3. Оценить основные параметры плазмы, такие как: электронную плотность, плазменную частоту, электронную температуру и др.

4. Исследовать рентгеновское излучение из плазмы, оценить его мощность и направленность.

Для исследования процесса формирования лазеро-индуцированной плазмы, её динамики во времени, определения электронной плотности использовались абсорбционный и интерференционный методы, описанные в главах 2.2 и 2.3. Там же описаны применявшиеся для этого экспериментальные установки. Кроме того, в главе 2.1 описан шлирен метод диагностики, для того чтобы объяснить, что в принципе этот метод так же может применяться для диагностики плазмы, но в некоторых случаях его путают с абсорбционным методом из-за его большой схожести с ним.

В главе 3 рассмотрен процесс формирования плазмы в результате лазерного воздействия на металлическую мишень в различных средах, процесс абляции.

Одной из наиболее значимых глав будет являться глава 4, в которой рассматриваются процессы самофокусировки и самоканалирования в плазме. Там же будет приведено теоретическое описанные этих процессов и исследована зависимость различных режимов работы лазера для формирования плазменных каналов в воздухе, аргоне, вакууме.

В пятой главе будет рассмотрена рентгеновская диагностика лазеро-индуцированной плазмы в вакууме, динамика рентгеновского излучения из плазмы во времени, динамика электронной температуры во времени, а так же будет описано узконаправленное сильное рентгеновское излучение из лазеро-индуцированной плазмы. Описана экспериментальная установка.

Глава номер 6 посвящена другому режиму работы лазера, в результате которого образуется многоволновая структура плазмы и приведены яркие отличия формирования плазменных каналов в плазме.

В седьмой главе приводятся результаты исследования динамики лазеро-индуцированной в более поздние отрезки времени. Там же описаны процессы отрыва плазменных сгустков, оценена их средняя скорость и электроннаяплотность. Для решения поставленных задач, которые описаны в главах 6 и 7 применялся более сложный интерференционный и абсорбционный методы, а именно, был собран двулучевой интерферометр Майкельсона, который позволил производить снятие изображения лазеро-индуцированной плазмы сразу с двух позиций (вертикально и горизонтально) с временной задержкой между кадрами всего лишь 130пс. В результате чего появилась возможность более точно оценить средние скорости движения ударных волн, и среднюю скорость отлёта плазменных сгустков из плазмы. Схема экспериментальной установки - двулучевого интерферометра Майкельсона и его описание приведена в главе 6.

Обзор литературыТемпература, электронная концентрация, зарядовый состав и спектральный состав являются важнейшими характеристиками лазерной плазмы. Детальное определение пространственного распределения этих параметров с высоким пространственным разрешением, а так же знание динамики этих характеристик плазмы необходимы для усовершенствования компьютерных кодов по моделированию плазменных процессов в лазеро-индуцированной плазме [1,2,3,4,5,6,7] и во многих технологических применениях таких как:В работах [20] и [21,22] исследовались пульсирующие плазменные каналы и плазменные волноводы, которые могут быть применены, к примеру, в плазменных индуцированных ускорителях. В данной работе эффект образования плазменных каналов и пульсирующих плазменных каналов был так же зафиксирован.

С появлением идеи о создании рентгеновских лазеров, исследование направленного лазерного излучения стало актуальной задачей и сейчас интересует многих исследователей в науке и технике [23]. В данной работе в результате исследований анизотропности рентгеновского излучения из лазеро-индуцированной плазмы в вакууме был сделан вывод о направленном характере рентгеновского излучения. Причём направленное рентгеновское излучение возникает при определённых условиях, что тоже было установлено экспериментально. Подобные эксперименты проводятся так же в разных странах, что показывает актуальность данных исследований [24].

В данной работе электронная концентрация в плазме определялась интерферометрическим методом с высоким пространственным и временным разрешением 100/w, что позволило проследить динамику электронной концентрации плазмы в пространстве и во времени. С помощью абсорбционной фотографии регистрировалась форма плазмы в различные моменты времени, что дало представление об эволюции плазмы и протекающих в ней процессов [25].

Для определения вышеприведённых параметров плазмы используются различные методики диагностики, такие как:1. Шлирен метод2. Теневой метод3. Абсорбционный метод (теневое лазерное фотографирование)4. Интерферометрия5. Фарадеевское вращение6. Диагностика рентгеновского излучения во времени7. Рентгеноспектралъная диагностика8. и другое.

Эти методики диагностики плазмы хорошо известны и применятся на практике. 1-5 методы диагностики относятся к оптическим методам диагностики плазмы. Если на пути параллельного пучка света расположена оптическая неоднородность и отсутствуют какие-либо оптические приборы, то получающееся изображение называют теневым [26,27]. Такого рода изображения дают представление о распределении смещений оптических путей зондирующего пучка, вызываемых градиентами показателя преломления внутри зондируемого объекта.

В оптических системах, предназначенных для определения угла отклонения зондирующего луча (Шлирен) [28,29,30] или изменение фазы (интерферометры) [31,32] внутри оптической неоднородности, смещение луча в плоскости фотодетектора должно быть устранено. Для этого на пути светового пучка, прошедшего через неоднородность, помещают объектив, который фокусирует на фотодетектор соответствующим образом выбранную плоскость, проходящую через неоднородность. Так же используют метод абсорбционного фотографирования плазмы для определения формы плазмы в пространстве и её динамики во времени [33]. Для определения магнитных полей в плазмы оптическим способом применяют метод Фарадеевское вращение [34,35].

Рентгеновское излучение, как линейчатое, так и тормозное, несёт богатую информацию о параметрах плазмы. При этом важным средством диагностики являются рентгеноспектральные методы [36].7Рис.1. Примерная форма спектра рентгеновского излучения плазмы длямишени Si02.

Важно отметить, что рассматриваются различные плазмы с рентгеновским излучением на различных длинах волн. В нашем случае рассматривается поддиапазон для длин волн X < 2А в котором преобладает тормозное излучение быстрых электронов [37,38].

Работы [39,40,41] и многие другие были выполнены для наносекундных лазеров без создания предварительной плазмы. В данной работе приводятся результаты рентгеноскопического исследования лазеро-индуцированной плазмы для различных мишеней как интегрально, так и с временной развёрткой, что позволяет оценить эволюцию рентгеновского излучения с высоким временным разрешением 20ps. Кроме того, были проведены исследования анизотропности рентгеновского излучения в пространстве.

Глава 2. Описание методик2.1 Шлирен методМетод применяется для диагностики сильно неоднородной плазмы с заметным отклонением п от 1. В основу его положено явление отклонения луча от первоначального направления при прохождении среды с заметным градиентом показателя преломления, а название "шлирен" происходит оттого, что аналогичный способ применяется для выявления неоднородностей в стеклеРассмотрим прохождение плоской волны, распространяющейся вдоль оси у через среду, в которой существует градиент показателя преломления вдоль оси х, так что в каждой точке х значение п (х) может быть представлено в виде:Плоская волна после прохождения тонкого слоя dy в такой среде приобретет фазу:Где / - мнимая единица, п0- показатель преломления среды, п- показатель преломления в точке (х), к0 - волновой вектор.

В частном случае плазмы с осевой симметрией (рис. 2.1.2) считая, что п зависит только от расстояния г от оси разряда, заменяя производные по у через производные по г, это выражение можно свести к интегральному уравнению Абеля и, выполнив интегрирование, которое в данном случае не потребует дифференцирования экспериментальной кривой а(х), получить окончательно:п(г) = п0ехр1 Лг а(х)-ЛrdXI ,Здесь R - радиус плазмы, п0 - показатель преломления среды вне плазмы [42].

Для экспериментального определения а(х) используется установка, схема которой представлена на рис. 2.1.3.

Рис. 2.1.3. Схема установки для реализации шлирен-метода.

Источником света является зондирующий лазерный луч. Если бы свет не отклонялся при прохождении изучаемого объекта D, то волны собрались бы в точку на оси системы в фокусе линзы L. Установленная в этом месте непрозрачная диафрагма размером с дифракционное пятно от сечения пучка полностью перекрыла бы свет, и в плоскости Р0, сопряженной с положениемисточника относительно линзы Lа + Ъ f, мы бы ничего не увидели. Но еслиv" u j jпроизойдет в каком-то месте объекта отклонение луча на угол а, превосходящий угловой размер экрана в плоскости Pf то это место объекта "нарисуется" линзой L в плоскости Р0. В нашем случае роль линзы играет микроскоп.

Изменяя размер экрана (изображение данного участка исчезнет, когда угловой размер экрана станет больше угла отклонения), в принципе можно измерить а для всех точек сечения объекта, перпендикулярного оси системы [30].

2.2 Измерения абсорбционным методом.

Абсорбционный метод исследования плазмы наиболее часто применяемый на практике метод, позволяющий определять распределение электронной плотности в плазме, при известном значении температуры плазмы.

Ослабление интенсивности лазерного излучения в неоднородной лазеро-индуцированной плазме получается в результате интеграции локально эффективных коэффициентов абсорбции на пути зондирующего луча с оптической плотностью r(v).

Действительно, если отношение интенсивности зондирующего луча /0 до прохода через плазму и I после прохода через плазму соответствует:70Где Kbb{v),Kbf{v),Kff{v)- абсорбционные коэффициенты для связанносвязанных, связанно-свободных, свободно-свободных переходов соответственно. В нерезонансном случае, если длина волны зондирующего излучения не попадает в полуширину линии данного оптического перехода, Кьь{у)можно пренебречь. Кроме того Kbf(v) (фотоионизация) так же не будетвносить существенного вклада в связи с тем, что энергия фотона на длине волны зондирующего излучения лазера является меньшей, чем энергия ионизации вольфрамового (так же медного) атома и ионов.

Основной вклад в г {у) вносит коэффициент Kff{v), который даётсявыражением:ff "ill 18-22 -32xie>chmyJkTeГде: Те- электронная температура плазмы, е- заряд электрона, с-скорость света, те- масса электрона, Ne,Nt- концентрация электронов и ионов1-ехрhv(5.5-П0)-105/я-1соответственно, е0 - электрическая постоянная, h- постоянная Планка, v -частота лазерного излучения, Z - заряд иона, Gz - гаунтовский коэффициент, к -постоянная Больцмана.

При данном методе исследования лазеро-индуцированной плазмы регистрируется двухмерное изображение плазмы, но учитывая цилиндрическую симметрию плазмы и результаты полученные в результате интерферометрического метода, при Ne=Nt возможно определить Kff{z,r) итемпературу плазмы.

На рисунке 2.2.1 представлена экспериментальная установка для определения Kff(r,z) для различных моментов времени относительноосновного лазерного импульса.

Рис. 2.2.1 Экспериментальная установка, где Nd: YAG - лазер, Р - призма, М - зеркало, Т - мишень, BE - телескоп, CCD -CCD камера, PC - компьютер, MS - длинно-фокусный микроскоп.

За счёт увеличения или уменьшения пути основного лазерного луча относительно зондирующего, возможно устанавливать различные временные задержки прихода зондирующего луча в широком диапазоне -\4ns + +2ns. Кроме того, учитывая, что время снятия изображения Ar = 100ps, которое определяется временем импульса подсветки зондирующем лучом на Я = 532«w имаксимальная скорость расширения плазмы составляет 107 -108 —,возможно за счёт изменения временных задержек проследить динамику плазмы, так как максимальное смещение изображения д/«10///и и не будет давать существенных искажений в абсорбционную картину.

2.3 Измерения интерференционным методом.

Использование голографической интерферометрии впервые было предложено Островским и Островской [31]. Достоинством голографической интерферометрии является тот факт, что представляется возможным исследовать концентрацию электронов и ионов в плазме, не прибегая к измерениям других параметров плазмы, таких как электронная или ионная температура и др.

Для исследования параметров плазмы (форма плазмы, электронная плотность) в данной работе применялся интерферометр Майкельсона - это классический широко известный метод. Оптическая схема интерферометра Майкельсона является частным случаем общей схемы четырёхзеркального интерферометра.

Рис. 2.3.1. Принципиальная схема четырёхзеркальных интерферометров. Здесь Pi и Р2 - 2 полупрозрачных зеркала расположенных в фокусах эллипса Fj и F2, а 2 отражающих зеркала Pi' и Р2' по касательным к нему. Падающийсветовой пучок делиться полупрозрачным слоем зеркала Pi на 2 пучка, которые, пройдя ветви интерферометра FiP2'F2 и FiPi'F2, вновь соединяются на полупрозрачном слое зеркала Р2.

Интерферометр Майкельсона может перестраиваться с помощью котировочных перемещений для получения полос равного наклона при строгой перпендикулярности зеркал Mi и М2. В этом случае изображение зеркала Mj (референтная плоскость Mi') будет параллельно М2, и мы можем наблюдать интерференционные полосы равного наклона, как бы соответствующие воздушной плоскопараллельной пластине Mi'M2.

Можно осуществить другую настройку интерферометра, к примеру, если зеркало Mi несколько наклонено по горизонтали. Тогда луч 2, упавший на зеркало Mi, отразиться под некоторым углом, и после возвращения на разделительную пластину Р и вторичного отражения от неё составит некоторый угол с первым интерферирующим лучом 1. Референтная поверхность зеркала Mj' образует с зеркалом М2 воздушный клин, в котором и наблюдаются полосы равной толщины. В данной работе использовался именно этот вариант настройки интерферометра Майкельсона.

Рис. 2.3.2. Слева принципиальная схема интерферометра Майкельсона, справа расположение зеркал при наблюдении полос равной толщины.

Возможность появления различных видов полос вытекает из условия максимумов для разности хода Д, возникающей в прозрачном плоскопараллельном слое диэлектрика при произвольном угле падения луча на интерференционное устройство.

Д = 2dncos(r) = кЯ,Где d- толщина слоя, п- показатель преломления, г - угол падения луча на вторую поверхность прозрачного слоя, Я- длина волны, к- порядок интерференции, который равен числу длин волн укладывающихся в разность хода.

Соотношение для разности хода входит в основное выражение интерференции которое можно представить в виде.'2лI = /0<n + cosя-Лсоз(0)= /0 [1 + cos(27t<tA) • cos(<9)],Где /0-интенсивность падающего пучка, Д- геометрическая разность ходав интерферометре, в- угол однозначно связанный с углом падения на первую 1плоскость, ст = — волновое число.ЯДля полос равной толщины (при Я = const, 0 = const ) запишем условия для соседних максимумов.

2п—Ai+1 cos(#) = 2(л: + 1)/Г 2п—Ак cos(0) 2 кп«г ЛВычитание уравнений даётИз чего видно, что ширина интерференционных полос равной толщины будет определяться геометрическими параметрами интерферометра, которые входят в уравнение для разности хода А.

Концентрацию электронов или ионов возможно вычислить за счёт сдвига фаз, который возникает в результате того, что скорость распространения электромагнитной волны в исследуемой атмосфере (пары металла, воздух, инертные газы) и плазме с различной плотностью различно. Сдвиг фаз между волнами можно описать следующей формулой.

2 71= — }[«(*> У,z) - п0 ] • dzX*IГде Х- длина волны (в нашем случае532шя), n(x,y,z)- зависимый от исследуемой области показатель преломления плазмы, п0- показатель преломления в воздухе, z}-z2- геометрическая толщина исследуемого слоя плазмы.

Если (ор «со, то показатель преломления можно найти по формуле.

Из приведённых графиков, видно, что коэффициент преломления начинает очень сильно изменяться лишь при концентрации электронов близкой к критической, так же и плазменная частота достигает своего максимума при этих значениях.

Концентрацию электронов, возможно, рассчитать из сдвига фазы, который в интерференционной картине проявляется в виде сдвига полос К.

Если использовать цилиндрическую систему координат, то с помощью метода трансформации Абеля можно определить показатель преломления плазмы в зависимости от исследуемой области n(x,y,z) за счёт сдвига интерференционных полос.яРис. 2.3.4. Схема экспериментальной установки, которая использовалась для исследования параметров плазмы помощью интерферометра Michelson.

Исследования лазеро-индуцированной плазмыГлава 3. Экспериментальное определение параметров лазеро-индуцированной плазмы при абляции в воздухе и вакууме.

В этой части рассматривается процесс абляции в воздухе и вакууме. Определяются параметры плотности лазеро-индуцированной плазмы в момент её образования и распределение электронной плотности в ударной волне.

Отличительной особенностью лазерной системы, используемой в экспериментах, является наличие препульсов с контрастом от 1:2 до 1:500по отношению к основному импульсу. Контраст мог устанавливаться с помощью SPS (Single Pulse Selector) в лазерной системе.

Осциллограмма для режимы работы лазера с генерацией предварительных пульсов с контрастом 1:2 приведена рисунке 3.1.

Тёк Stopped: 20 AcquisitionsРис. 3.1 Осциллограмма отображающая режим работы лазера.

За счёт действия предварительно лазерного импульса происходит процесс абляции и формируется полусферическая ударная волна, распространяющаяся в воздухе. Интенсивность лазерного излучения в этот момент составляет W«5-Ю13—так как контраст между основным и препульсом составляет 1:2. cmСпустя время At = 1.4ns, которое является временем между предварительным и основным лазерным импульсом, приходит основной лазерный импульс, который взаимодействует с уже образованной плазмой на фронте ударной волны.

На рисунках 3.2а и 3.2Ь приведены результаты экспериментальных данных, а именно абсорбционная фотография и интерферометрия образованной ударной волны распространяющейся в воздушной среде, в результате действия предварительного лазерного импульса и как следствие - абляции. На рисунке 3.2с приведен график радиального распределения концентрации электронов в пространстве. Из этих графиков хорошо видно, что на фронте ударной волны концентрация электронов значительно выше, чем на периферии и достигает значений Ne «2.4-1019cm'3, впоследствии, как мы увидим позже, основной лазерный импульс будет взаимодействовать с плазмой на фронте ударной волны и частично проникнет внутрь ударной волны и вызовет повторный процесс абляции, как это видно из интерференционной фотографии и графика радиального распределения концентрации электронов приведённых на рисунках З.ЗЬ и 3.3с.аb3.6Е+0193.2Е+0192.8Е+0192.4Е+0192Е+0191.6Е+0191.2Е+0198Е+0184Е+018ОСРис. 3.2. а - абсорбционная фотография, b - интерферометрия,с - график радиального распределения концентрации электронов в ударной волне в пространстве.

При атмосферном давлении для времени задержки -500ps. Мишень - Вольфрам.

Г ш \\оп—2у cm JВ последствии основной лазерный импульс с более высокой энергией взаимодействует с плазмой в локальной области на фронте ударнойволны. Причем основной лазерный импульс, сфокусированный на поверхность мишени в диэлектрической среде, самофокусируется за счёт действия нерезонансной самофокусировки. Если сравнивать полученныеэкспериментальные данные для моментов времени -500/w и -200/w, то можно заметить что в момент начала входа основного лазерного импульса -200/w происходит укручение фронта ударной волны за счёт действия лазерного импульса и как следствие - гидродинамического удара. А так же происходит значительное изменение градиента нарастания электронной плотности (для-500/w изменение градиента электронной плотности составляет 6A-W — ацтдля -200 ps уже 1.5-1018 — ) в ударной волне.цтПри фокусировке лазерного излучения в вакууме на металлическую мишень в режиме двух импульсов, конфигурация плазмы существенно отличается от конфигурации в атмосфере газов. Формирование ударной волны не происходит, а лишь образование плазменного облака в близи места локального лазерного воздействия от предварительного импульса. На рисунке 3.4Ь интерференционная фотография отчётливо показывает плазменное облако, но максимальная концентрация электронов в нём значительно ниже критической, как видно из графика распределения электронной плотности приведённого на рисунке 3.4с. Но, в связи с тем, что время между предварительным импульсом и основным импульсом составляет lAns, плазменное облако сформированное препульсом диффундирует в пространстве до достаточно низкой плотности, которую интерферометрическим способом на данной длине волны Д = 532/ш зафиксировать не удаётся. В момент прихода основного лазерного импульса плазма образованная препульсом достаточно сильно рассеяна и лазерное излучение в данном случае проходит сквозь плазменное облако, ионизируя его, и взаимодействует с поверхность мишени. Происходит опять же процесс абляции и ударная волна, вызванная этим процессом, распространяется уже в плазменной среде.т 3.6Е+019 3.2Е+019 2.8Е+019 2.4Е+019 2Е+019 1.6Е+019 1.2Е+019 8Е+018 4Е+018 ОРис. 3.3. а - абсорбционные фотографии, b - интерферометрия,с - график радиального распределения концентрации электронов в ударной волне в пространстве.

При атмосферном давлении для времени задержки -200ps.

Мишень - Вольфрам.

Из приведённых ниже экспериментальных данных и рассчитанных значениях электронной плотности легко заметить, что профиль концентрации электронов в лазеро-индуцированной плазме в вакууме достаточно сильно отличается от профиля концентрации электронов в воздухе и максимальная плотность электронов плазмы в вакууме на порядок выше, чем в воздухе исоставляет « 1.9-1020 cm и близка к критической. Градиент нарастанияплотности так же отличается и составляет 3.4-1018 —, и более чем в 2 раза более/иткруче, чем для того же положения времени задержки, но в воздухе.vtI ЧI3.4Е+020 ;ЗЕ+020 2.6Е+020 2.2Е+020 1.8Е+020 1.4Е+020 1Е+020 6Е+019 2Е+019Рис. 3.4. а - абсорбционная фотография, b - интерферометрия,с - график радиального распределения концентрации электронов в плазме в пространстве.

В вакууме для времени задержки -200ps. Мишень - Вольфрам.

Если рассматривать тот же процесс в инертном газе (Аргоне), то видно, что процесс абляции очень схож с процессом абляции в воздухе.

Глава 4. Экспериментальное определение параметров лазеро-индуцированной плазмы при самоканалировании в воздухе и вакууме.

В этой части рассматривается процесс самоканалирования в воздухе и вакууме. Определяются параметры электронной плотности в плазменном канале, и распределение электронной плотности в канале и ударной волне.

Процесс самофокусировки заключается в произвольном сжатии лазерного пучка света до очень маленьких размеров. Кратко это эффект можно назвать эффектом наведения линзы. Речь идёт об искажении волнового фронта, создаваемом самим световым пучком при его прохождении через нелинейную среду.

Третья особенность, объясняемая механизмом дифракции, заключается в том, что угол распространения а основной части пучка должен быть меньшеугла полного отражения. При расчёте порога следует учесть все три эти механизма.

Гауссовский профиль плотности, который учитывает показатель преломления п, описывается выражением:Где у0 интерпретируется как радиус лазерного луча, п - показательпреломления, -электрическое поле, Hz - магнитное поле в направлении оси z.

Это соотношение есть только аппроксимация точного максвелловского описания. Нелинейная сила имеет вид: [66].

Необходимо учитывать то, что это выражение справедливо тогда, когда показатель преломления значительно меньше единицы. Это соответствует случаю, когда плотность плазмы вокруг лазерного луча выше критической. Исходя из выше приведённых уравнений, максимум нелинейной силы в направлении у можно описать уравнением:Где е- заряд электрона, Ne- концентрация электронов, у0- радиус лазерного луча.

В случае, когда плазма имеет пространственно однородную температуру, то эта сила должна компенсироваться термокинетической силы.

Приравнивая две силы, получаем выражение для градиента электроннойdNeплотности —- в лазерном пучке.dyал'„(ЧН) —Efду 16л kTltlhI if, 1л г.

Второе физическое условие полного отражения определяется отношением показателя преломления в центре пучка п к его значению при у0, которое можно представить в виде:Где п- показатель преломления, а0- угол распространения волны, назначение показателя преломления при у0.

Если в качестве третьего физического условия предположить, что компонента волны, которая определяется первым дифракционным минимумом, должна полностью отражаться, если она распространяется под углом а, тоГде с - скорость света, со - частота лазерного излучения, у0- радиус лазерного луча.

На рисунке 4.1а и 4.lb приведены абсорбционная и интерференционная фотографии для момента времени -lOOjw, показывающие момент начала входа основного лазерного импульса. Отчётливо просматривается процесс самофокусировки лазерного импульса и следующие за ней процесс самоканалирования в плазменный канал. На рис. 4.1с приведён график распределения электронной плотности в ударной волне восстановленный из интерференционной картины 4.1 b для области, в которой это представлялось возможным. На нём хорошо просматривается фронт ударной волны. Легко увидеть, что на фронте ударной волны плотность электронов является критической плотностью и на рис. 4.1а эта область чёрного цвета, на рис. 4.1 b так же видно, что плазма на фронте ударной волны настолько плотная, что интерференционное определение электронной плотность в этой области не представляется возможным, из-за отражения зондирующего излучения.

Очевидно, что на фронте ударной волны электронная плотность является критической и спадает на периферии перед фронтом ударной волны. В этой области происходит процесс поглощения лазерного излучения. При этом возможны несколько механизмов абсорбции плазмой лазерного излучения. При низкой интенсивности излучения доминирует обратное тормозное излучение, при более высокой интенсивности лазерного излучения абсорбция происходит посредством процессов резонансной абсорбции и параметрической нестабильности.

Если рассматривать процесс резонансной абсорбции лазерного излучения плазмой, то она возникает при определенном угле 9 (где в - уголмежду волновым вектором и вектором электрического поля) проникновениялазерного излучения в плазму с высоким градиентом концентрации электронов, и возможно возбуждение резонансных колебаний плазмы в области плазмы с критической концентрацией электронов. Необходимым условием является то, что электромагнитное поле волны имеет продольные компоненты параллельные к градиенту плотности. Тем не менее, электромагнитная волна отражается не при критической концентрации электронов # а при плотности равной Nc cos (б?).

Схема 4.1. Схема абсорбции для р-поляризованного лазерного излучения [48].

В точке отражения вектор электрического поля Е падающего лазерного излучения является параллельным относительно градиента концентрации электронов. Электроны колеблются в этом поле. При этом они колеблются между областями высокой и низкой концентрации электронов. Это ведет и к колебанию в плазменной концентрации, что может вызывать плазменные волны. Таким образом, энергия лазерного излучения превращается в энергию плазменных волн.

Если же рассматривать процесс параметрической нестабильности, то онNcосуществляется при докритическои концентрации электронов в плазме[49]. В ненамагниченной плазме различают: продольные электронные плазменные волны (Ленгмюровские волны), продольные ионно-акустические волны (ионно-аккустические волны описываются на основании уравнения 3v 1Эйлера — =—V/7, его решение получается в виде v = у0е(±'*г'и"), где волновой dt рвектор £ определяет направление распространения волны, а его модуль |&| = —,большинстве случаев рассматриваются следующие комбинации абсорбции падающего лазерного излучения:1. Ионно-акустическая волна и вторичная электромагнитная волна (Stimulated Brilluin Scattering).

2. Электронная плазменная волна и вторичная электромагнитная волна (Stimulated Raman Scattering).

3. 2 плазмона (Two Plasmon Decay). (Квант плазменных колебаний называется плазмоном, его энергия Е = Нсор «3.73-1(Г11>/л^, где Neконцентрация электронов cm'3)4. Электронная плазменная волна и ионно-акустическая волна.cs- фазовая скорость) и электромагнитные волны. В литературе вКроме того, возможна филаментация падающего лазерного излучения за счёт параметрической неустойчивости [50].

Рассмотрим процесс самоканалирования лазерного излучения при прохождении основного луча в уже сформированной плазме от препульса в атмосфере воздуха.

На поверхности мишени видно резкое возрастание плотности, что является следствием абляционного процесса. В момент времени соответствующий Ops интенсивность воздействия лазерного луча максимальна и за счет неустойчивости при самофокусировке. В этот момент времени наблюдается образование большого количества плазменных каналов (в каждом из которых мощность близка к пороговой), которые были зафиксированы с помощью абсорбционной фотографии и интерферометрии на длине волны Л = 532пт. Радиальное распределение концентрации электронов в канале показано на Рис. 4.1с, что соответствует определённой области на интерференционной фотографии и указано на ней.

Рис. 4.1. а - абсорбционная фотография, b - интерферометрия,с - график распределения плотности электронов в ударной волне. Время задержки -100ps. Мишень - Вольфрам. Атмосфера Воздух.

Длину самосфокусированного канала можно вычислить по формуле.N Т с кеУ Ш/лт,\UeIlaserГде г0 - фокальный радиус линзы (/ж), Nc,Ne- критическая и рассчитанная плотность электронов, TkeV- температура плазмы, I,Mser - интенсивностьлазерного излучения Легко видеть, что Lsf«100/^m, что подтверждается\ст )экспериментальными данными. Из наших экспериментальных данных мы получаем Lpc»\20/jm. Из литературы длина плазменного канала так жесоставляет величину Lpc»\20/лт [52].

Позднее, в момент времени задержки lOOps действие лазерного луча спадает и наблюдается формирование направленного плазменного канала высокой плотности (Рис. 4.4Ь и 4.4d). Концентрация электронов в плазменном канале достаточно велика и близка к критической (порядка \0>20стъ) и как видно из абсорбционной фотографии (Рис. 4.4а), за счёт нелинейного взаимодействия лазерного излучения с плазмой происходит генерация излучения на второй гармонике в канале.с dРис. 4.2. а - абсорбционная фотография, b - интерферометрия,с - график распределения плотности электронов в ударной волне, d - график распределения плотности электронов в канале. Время задержки Ops. Мишень - Вольфрам. Атмосфера - Воздух.

9.5Е+01Э 8.5Е+019 7.5Е+019 6.5Е+019 5.5Е+019 4.5Е+019 3.5Е+019 2.5Е+019 1.5Е+019 5Е+0181Е+020 9Е+019 8Е+019 7Е+019 6Е+019 5Е+019 4Е+019 ЗЕ+019 2Е+019 1Е+019 ОВ общем случае, если в среде с квадратичной нелинейностью р = р(2) = х^е1 распространяются 2 монохроматические волны с частотами юх исо2; волновые векторы и напряжённости полей описываются соотношениями:К I IУ]с уЕ, = Е,„ еЕе(ia2t-ik2z)РОССИЙСКАЯ I О СУ ДА РСТПГ:МНЛЯ(Н'.гзлиотеклВолновые векторы этих волн предполагаются неколлинеарными—иразличными по значению. Под действием волн и Е2 квадратичная поляризация Р(2) возбуждается на суммарной и разностной частотах со± = ± а>2, зависящих от частот обоих волн и со2:Л fflj Ш2При выполнении условия приближённого синхронизма [53]:Ак = \к±-(кх±к2)\<ё:к±v± с

В заключение формулируем основные результаты и выводы диссертационной работы.

1. Экспериментально исследована динамика лазерно-искрового разряда при различных режимах работы пикосекундного лазера (как с одним предварительным импульсом так и с несколькими предварительными импульсами) в вакууме и газах (воздух, аргон) с использованием различных металлических мишеней (Al,Cu,W,Ta). В ходе этих исследований были определено пространственное распределение электронной концентрации в лазерной плазме, с высоким временным -100ps и пространственным -10цт разрешением.

2. Определены спектральные характеристики мягкого рентгеновского излучения испускаемого лазерно-искровой плазмы, а также определена ее электронная температуры с высоким временным разрешением -20ps, с использованием рентгеновской камеры RFR-4, что позволило систематизировать информацию о лазерно-искровой плазме применительно для конкретных условий её образования.

3. Установлено, что в результате лазерного воздействия предварительным W импульсом с энергией ./ = 1012-И013—=- на металлическую мишень в воздухе в cm результате процесса абляции формируется ударная волна (подобная картина наблюдается и в аргоне). В вакууме происходит образование плазменного облака в близи поверхности мишени.

4. В результате взаимодействия основного лазерного импульса с фронтом ударной волны наблюдается эффект самоканалирования в один канал, в котором электронная плотность достигает « 1020cm'3. При том же режиме работы лазера, но в аргоновой среде в результате эффекта распадной неустойчивости пучка возникает несколько пульсирующих каналов. При взаимодействии лазерного излучения с мишенью в вакууме в диффундирующей плазме формируется ударная волна.

5. При работе лазера с несколькими предварительными импульсами, как в воздухе, так и в аргоне в результате воздействия предварительного импульса и процесса абляционного испарения металла формируется ударная волна. Затем в результате взаимодействия последующего предимпульса с фронтом ударной волны, так как электронная плотность на фронте ударной волны близка к критической «3-Ю20cm'3, формируется ещё одна ударная волна. Таким образом, от количества предварительных импульсов будет зависеть количество образованных ударных волн образующих многоударноволновую структуры плазмы.

6. Показано, что в вакууме за время (между двумя предимпульсами) 7.4ns плазма успевает диффундировать в пространстве, и лишь последний предимпульс играет существенную роль, так как он обладает наибольшей энергией, и образованное им плазменное облако {электронная плотность <1017cm'3} не успеет полностью диффундировать до прихода основного лазерного импульса. В воздушной и аргоновой среде основной лазерный импульс будет взаимодействовать не с образованным плазменным облаком, как это было в вакууме, а с фронтом последней образованной от предимпульсов ударной волной.

7. Обнаружено, что в момент взаимодействия основного лазерного импульса 100- пикосекундной длительности с «предплазмой» образуется мощная сферическая ударная волна, которая распространяется в глубь предплазмы и взаимодействует с уже образованными ранее ударными волнами, частично отражаясь, а частично проходя внутрь предплазмы. Отражённая ударная волна следует теперь в обратном направлении и производит в последствии удар (F &IN ,Р &\07 Ра) по плазме, образованной основным лазерным импульсом. Прошедшая внутрь «предплазмы» ударная волна «сжимает» плазменную «гармошку», взаимодействует со следующей ударной волной, также частично отражается, а частично проходит. Таким образом, в последствии «выбивается» ещё одни плазменный сгусток. После всех этих процессов плазма начинает диффундировать в пространстве.

8. Все процессы, проходящие в вакууме, отличны от процессов протекающих в воздушной или аргоновой среде. Так во время прихода основного лазерного импульса он частично взаимодействует с плазменным облаком образованным от последнего препульса, а частично с мишенью. Таким образом, в плазменном облаке начинает распространятся ударная волна сформированная в результате абляции. Кроме того, плазменное облако дополнительно ионизуется в результате действия основного лазерного импульса. Пик взаимодействия приходится на внутреннюю часть плазменного облака, а не на фронте, как это было в газовых средах.

9. Установлено, что в результате эффекта резонансного поглощения лазерного импульса и последующей его «расслоения» образуются направленные плазменные каналы в вакууме, при этом электронная плотность в плазме достигает критических значений 1021<ти~3, а в плазменных каналах она порядка 1020ст~\ Отличительной особенностью этих каналов является то, то теперь они направлены не по направлению действия основного лазерного импульса, а под углом. Причем этот угол зависит от угла между падающим лазерным излучением и поверхности мишени.

10. В ходе рентгеноспектральных исследований установлена анизатропность генерируемого рентгеновского излучения., а также определен угол, под которым формируется плазменный канал (он равен 21-ь25°). Электронная температура в направлении под этим углом достаточно высока и составляет порядка 2.1 keV, а электронная температура в других направления, соответственно для других углов колеблется на отметке 800eV. Этот факт может служить предпосылкой для создания на данном эффекте рентгеновского лазера. К достоинствам оного можно отнести то, что он будет является коротковременным лазером и время его действия ограничено лишь сотнями пикосекунд. Однако следует отметить, что исследования проводились на различных материалах, таких как (Cu,Al,Ta,W) и неметаллических мишенях лавсан), но эффект формирования плазменных каналов был замечен лишь на медной мишени, что подтверждают результаты, полученные оптическими методами исследования.

1. N. Vogel and V.A. Skvortsov, Plasma parameters within the cathode spot of laser-induced vacuum arcs: Experimental and Theoretical Investigations, IEEE Transactions on Plasma Science, Vol. 25, No. 4, (1997), p.553-563.

2. N. Vogel, V.A. Skvortsov, X-ray emission from vacuum discharge micro fragments at comparatively low applied voltages, IEEE Trans, on Plasma Sciences, (1999), Vol. 27. No.l, pp. 122-123.

3. N. Vogel and V.A. Skvortsov, The generation of high-power charge particle micro beams and ist interaction with condensed matter, Proc. 11th International Conference on High Power Particle Beams, Prague, June 10-14, 1996, pp. 518-521.

4. V.A. Skvortsov and N. Vogel, Investigation of ectons dynamics in laser-induced breakdowns, Proc. 11th International Conference on High Power Particle Beams, Prague, June 10-14, 1996, pp. 513-517.

5. C. Joshi et al., Nature 311, 525,1984.

6. С. E. Clayton, et al., Phys. Rev. Lett. 54,2343, 1985.

7. A. Lai et al., Physics of Plasmas 4, April 1997.

8. N. A. Ebrahim, J. Appl. Phys. 76,7645, 1994.

9. C. W. Siders et al., IEEE Trans, on Plasma Science 24, 301 (1996); C. W. Siders et al., Phys. Rev. Lett. 76, 3570, 1996.

10. J. R. Marques et al., Phys. Rev. Lett. 76, 3566, 1996.

11. K. Nakajima et al, in Proc. AIP Conf. Advanced Accelerator Concepts, vol. 335, P. Schoessow, ed., New York: Am. Inst. Phys. 1995, pp. 145-155.

12. C. W. Siders et al, Phys. Rev. Lett. 76, 3570, 1996; J. R. Marques et al, Phys. Rev. Lett. 76,3566,1996.

13. K. Nakajima et al, Phys. Rev. Lett. 74, 4428, 1995.

14. A. Modena et al, Nature 377, 606,1995.

15. C. A. Coverdale etal, Phys. Rev. Lett. 74,4659, 1995.

16. D. Umstadter et. al, Science 273, 472, 1996.

17. Nadja I. Vogel and N. Kochan, Experimental Investigation of Stochastic Pulsation and Formation of Light Bullets with Megagauss Magnetic Fields byan Intense Laser Pulse Propagating in a Preionized Plasma. PRL 86, №2, 2001.

18. S.P. Nikitin, T.R. Clark, H.M. Milchberg, Guiding of sub-100 femtosecond pulses in preformed plasma channels. Advanced accelerator contcepts, p.76-82, USA, California 1996.

19. R. Kodama, K.A. Tanaka, Y. Sentoku, et.all., Long-Scale jet formation with specularly reflected light in ultraintense laser-plasma interactions. PRL, Vol.84, N.4, p.674-677, 2000.

20. N. Vogel, D. Nikitine, Generation of Supersonic Plasma Jets and Accelerated Plasma Fragments in Laser-Produced Plasmas. 30th EPS Conference on Contr. Fusion and Plasma Phys., St. Petersburg, 7-11 July 2003 ECA Vol. 27A, P-4.145

21. N.N. Zorev, G.V. Sklizkov, A.S. Shikanov, Pisma JETP, 1980, Vol.31, N.10, p.610-614.

22. N.N. Zorev, G.V. Sklizkov, A.S. Shikanov, JETP, 1982, Vol.82, N.4, p.l 1041113

23. A.A. Erohin, Yu.A. Zaharenkov, N.N. Zorev, et. All., Plasma Physics, 1978, Vol.4, p.648-661.

24. A.S. Shikanov, G.V. Sklizkov, N.N. Zorev, Phys. Lett. A., 1981, Vol.81, p.343-346

25. JI.A. Луизова. Оптика и спектроскопия 1982. Т. 52, В. 4. С. 690-695

26. G.V.Ostrovskaya, Yu. I.Ostrovsky, Prizma JETP4, 121, 1966 Ю.И.Островский, M.M. Бутусов, Г.В.Островская. Голографическая интерферометрия. Наука, Москва, 1977.

27. A. Anders, S. Anders, В. Juttner, W. Botticher, H. Luck, and G. Schroder, Pulsed Dye Laser Diagnostics of Vacuum Arc Cathode Spots. IEEE Transaction on Plasma Science. Vol. 20. N. 4, 1992

28. J.A.Stampler, B.H.Ripin. Phys. Rev. Lett., Vol.34, N 3, 138, 1975., J.A.Stampler, J.A.Papadoupoulos, R.N.Sudan, S.O.Dean and E.A.McLean. Appl. Phys. Lett., Vol.26,1012,1971.

29. Yu.V.Afanas'ev, E.G.Gamalii, I.G.Lebo, V.B.Rosanov, Zhurnal Eksp. Teor.Fiz., 74, Vol.2, 516, 1978.

30. H.Г. Басов, Ю.А. Захаренков, A.A. Рупасов, и др., Диагностика плотной плазмы. „Наука", 1989

31. E.Г. Гамалий, А.И. Исаков, И.Д. Маш, и др., Поглощение энергии быстрых электронов в лазерной плазме. Аналитические результаты. ФИАН, 1982, Vol.134, р.66-72

32. Г.А. Вергунова, Н.Н. Демченко, А.А. Кологривов, и др., Исследование неравновесного излучения лазерной плазмы. АН СССР 1990, том.20,стр.141-218.

33. Н.Г. Басов, Ю.А. Захаренков, А.А. Рупасов, и др., Диагностика плотной плазмы. „Наука", 1989

34. Е.Г. Гамалий, А.И. Исаков, И.Д. Маш, и др., Поглощение энергии быстрых электронов в лазерной плазме. Аналитические результаты. ФИАН, 1982, том. 134, стр.66-72

35. Г.А. Вергунова, Н.Н. Демченко, А.А. Кологривов, и др., Исследование неравновесного излучения лазерной плазмы. АН СССР 1990, том.20, стр.141-218

36. Л.А.Луизова. Инверсия Абеля и ее обобщения: Сб. статей / Под ред. Н.Г.Преображенского. Новосибирск, С. 221-234,1978.

37. L.A.Luizova. Optics and spectroscopy 1982. Vol. 52, #. 4. pp. 690-695.

38. G.V.Ostrovskaya, Yu. I.Ostrovsky, Prizma JETP4, 121, 1966

39. L.P.Rappoport., B. A. Zon, N.L. Manakov. "Multiphoton process theory in atoms. Moscow, Energoatomizdat, 1978

40. Yu.P.Raizer Laser spark Gas breakdown due to laser radiation. Soros educational journal. №1.1998

41. H.Z. Hora, Phys. 226. 1969

42. A.A. Hauer, H.A. Baldis, Introduction to laser plasma diagnostics, in Radziemski L.J. et. All. Laser-induced plasmas and applications. Marcel Dekker Inc. 1989

43. D.L. Landau, E.M. Lifschitz, Mechanics. Pergamon, New York, 1969

44. K. Nishikava, M. Watakani, Plasma Physics. Springer-Verlag Berlin Heidelberg. 1990

45. A.P. Sukhorukov Diffraction of light beams in non-linear media. Soros educational journal №5. 1996

46. K.A.Tanaka et. All. Performance comparison of self-focusing with 1053nm and 351nm laser pulse. Physical Review E, Vol.60, N.3. 1999

47. Делоне Н.Б., Крайнов В.П. Основы нелинейной оптики атомарных газов. 1986.

48. Бутылкин B.C. и др. Резонансные взаимодействия света с веществом. 1967.

49. Ландау Л.Д., Лившиц Е.М. Квантовая механика. 1974.

50. Ахманов С.А. и др. Методы нелинейной оптики в спектроскопии и рассеяния света. 1981.

51. N.B.Delone. Interaction between laser radiation and substance. 1989

52. K.Nishikava, M.Watakani. Plasma Physics. Springer-Verlag Berlin Heidelberg 1990.

53. G.A.Askaryan. Sov. Phys. JETP 15, p. 1088, 1962

54. Y.Yamagata et. All Laser -induced fluorescence measurement of plasma plume during pulsed laser deposition of diamond-like carbon. Mat. Res. Symp. Vol.617, 2000

55. В.П.Лазарчук, и др. Фотохронографические методы регистрации пространственно-временных и спектральных характеристик рентгеновского излучения на установке «Искра 5». Физика плазмы, 20,1, 1994

56. К.К. Намитоков, и др. Излучение газоразрядной плазмы. Наука, Алма-Ата 1984.

57. Н.Г.Басов et. all. Рентгеновская диагностика лазерной термоядерной плазмы. Труды физического института им. Лебедева. Т.203, Наука, 1990

58. R.Kodama, K.A.Tanaka et. al. Long-scale jet formation with specularly reflected light in ultraintense laser-plasma interactions, PRL, 84, No.4, 2000

59. F.F. Chem, see Ref.5, vol. ЗА, p.291; Stamper J.A., Phys. Fluids 18. 1975

60. Schluter A. Plasma Phys. 10. 1968

61. Лоудон P. Квантовая теория света. 1976