Методы оптимизации рентгеновского линейчатого излучения лазерной плазмы

• Автор: Курнин, Игорь Васильевич
• Шифр специальности: 01.04.01
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 154 с.

Оглавление
ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА 1. ЛАЗЕРНАЯ ПЛАЗМА КАК ИСТОЧНИК ИНТЕНСИВНОГО ИМПУЛЬСНОГО МЯГКОГО РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
1.1. Лазерная плазма как источник интенсивного импульсного мягкого рентгеновского излучения для микроскопии и литографии
1.1.1. Лазерная рентгеновская микроскопия биологических объектов
1.1.2. Лазерная рентгеновская литография
1.2. Воздействие мощных ультракоротких лазерных импульсов на твердотельные
мишени и рентгеновское излучение лазерной плазмы
1.2.1. Ионизация вещества мишени
1.2.2. Поглощение энергии лазерного импульса образующейся плазмой
1.2.3. Излучение субпикосекундной лазерной плазмы
1.2.4. Предпосылки для повышения интенсивности линейчатого излучения лазерной плазмы
1.2.5. Численное моделирование взаимодействия с плазмой мощного лазерного импульса
1.3. Усиление коротковолнового излучения на переходах многозарядных ионов в рекомбинирующей лазерной плазме
ГЛАВА 2. ЧИСЛЕННАЯ МОДЕЛЬ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ С ПЛАЗМОЙ МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА
2.1. Модельные представления
2.2. Динамика лазерной плазмы
2.3. Поглощение энергии лазерного излучения в плазме
2.4. Расчет зарядового состава плазмы
2.5. Излучение лазерной плазмы в непрерывном спектре
2.6. Линейчатое излучение лазерной плазмы
2.7. Общая методика расчета
2.8. Результаты тестовых расчетов
2.9. Выводы
ГЛАВА 3. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СУБПИКОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА С ТОНКОЙ МИШЕНЬЮ И ОПТИМИЗАЦИЯ ИНТЕНСИВНОСТИ
ЛИНЕЙЧАТОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ
3.1. Поглощение субпикосекундного лазерного импульса

3.2. Зависимость рентгеновского излучения плазмы от угла падения лазерного
импульса
3.3. Зависимость рентгеновского излучения плазмы от интенсивности лазерного импульса
3.4. Зависимость линейчатого излучения плазмы от толщины мишени
3.4.1. Взаимодействие с толстой мишенью
3.4.2. Взаимодействие с тонкой мишенью
3.4.3. Аналитическая модель и анализ оптимальных условий излучения Ьу-а линии
3.4.4. Длительность излучения в линию
3.4.5. Сравнение экспериментальных результатов зависимости излучения от толщины мишели с результатами аналитической модели
3.5. Влияние параметров лазерного импульса на рентгеновское излучение плазмы
3.6. Выводы
ГЛАВА 4. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНЫХ ИМПУЛЬСОВ ПИКОСЕКУНДНОЙ ДЛИТЕЛЬНОСТИ С ПЛАЗМОЙ И ОПТИМИЗАЦИЯ ЛИНЕЙЧАТОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ, ОБРАЗОВАННОЙ ПАРОЙ ИМПУЛЬСОВ
4.1. Одиночный пикосекундный импульс
4.1.1. Зависимость коэффициента поглощения от энергии одиночного лазерного импульса
4.1.2. Излучение лазерной плазмы в непрерывном спектре
4.2. Цуг пикосекундных лазерных импульсов
4.2.1. Зависимость коэффициента поглощения от полной энергии цуга лазерных импульсов
4.2.2. Излучение лазерной плазмы в непрерывном спектре
4.2.3. Расчет излучения лазерной плазмы образованной парой лазерных импульсов.
4.3. Аналитическая модель взаимодействия с плазмой пары лазерных импульсов и оптимизации линейчатого высвета
4.3.1. Описание модели
4.3.2. Результаты расчетов по аналитической модели и оптимизация линейчатого излучения
4.4. Выводы
ГЛАВА 5. МОДЕЛИРОВАНИЕ ФОРМИРОВАНИЯ АКТИВНОЙ СРЕДЫ
РЕКОМБИНАЦИОННОГО РЕНТГЕНОВСКОГО ЛАЗЕРА
5.1. Моделируемые экспериментальные условия

5.2. Численное моделирование и сравнение теоретических результатов с экспериментальными
5.3. Численное моделирование активной лазерной среды
5.4. Аналитическая модель
5.4.1. Аналитическая модель и сравнение с результатами эксперимента и численного моделирования
5.4.2. Анализ условий достижения максимальных коэффициентов усиления
5.5. Выводы
6. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ
7. СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
Введение
Актуальность паботы. Лазерная плазма является источником интенсивного излучения в диапазоне коротких волн и мягкого рентгеновского излучения. Малые размеры плазменного источника определяют значительное преимущество перед другими источниками, например синхротронным, который обычно применяется для исследований в областях рентгеновской микроскопии, литографии, радиометрии и материаловедении.
В настоящее время большое значение приобретает микроскопия биологических объектов в рентгеновском диапазоне длин волн. Это связано с тем, что поглощательные свойства углерода и кислорода, входящих в состав сложных молекул, различаются на порядок величины в диапазоне так называемого «водяного окна» (2.3-4.4 нм). Использование интенсивного плазменного источника излучения позволит с высоким разрешением изучать структуру молекул. Типичный для данного диапазона спектр излучения лазерной плазмы состоит из рекомбинационного континуума, на который накладывается дискретный линейчатый спектр от электронных переходов в ионах с разной кратностью ионизации. Преобразование лазерной энергии в энергию рентгеновского излучения зависит от интенсивности, длительности и формы лазерного импульса, его длины волны, а также от состава облучаемого материала. При этом желательно, чтобы изображение биологического

физическим процессам: гидродинамический, электродинамический (расчет поглощения), тепловой, кинетический.
Одним из упрощений применительно к гидродинамическому этапу является предположение об одномерности разлета плазмы (плоская симметрия при Ь>с1 (й?-диаметр пятна фокусировки), цилиндрическая - фокусировка “в линию”, сферическая - фокусировка “в точку”). В одномерном случае удобно использовать лагранжевы массовые координаты, когда в качестве независимой переменной выступает масса ячейки. При этом плазма представляется двухтемпературной электрически нейтральной жидкостью. В ряде случаев используется квазиодножидкостное приближение [23], когда ионы отвечают только за инертные свойства плазмы.
Поглощение энергии лазерного импульса при Ь»Л определяется главным образом обратным тормозным механизмом. Поглощенная ячейкой энергия рассчитывается через коэффициент поглощения Каь* как (1-ехр(-Каь,(<> Л/,,)) (ЛЬ, -длина ячейки /), причем лазерный поток, дошедший до точки с критической электронной концентрацией, как обычно полагается, поглощается здесь полностью. В случае короткого лазерного импульса (Ь<Х) и наклонного падения на поверхность мишени необходимо численно решать уравнения Максвелла на мгновенном гидродинамическом профиле. В качестве представления диэлектрической проницаемости плазмы, как правило, используется модель Друде [26]. При моделировании разлета рекомбинирующей плазмы иногда рассматривается разлет уже готового плазменного сгустка с начальной температурой То, т. е. динамика поглощения энергии лазерного импульса не учитывается [23].
При решении уравнений теплового блока большое значение имеет правильный учет ограничения электронной теплопроводности, а также частоты столкновений электронов с ионами в случае короткого лазерного импульса, когда использование спитцеровского выражения становится некорректным [91]. Как показывают расчеты [91], при температурах ~