ПРИНЦИПЫ ЛАЗЕРОВ

РЕНТГЕНОВСКИЕ ЛАЗЕРЫ

Достижение когерентной генерации в рентгеновском диапазоне долгое время было желанной мечтой, которая медленно, но верно воплощается в жизнь. Действительно, потенциальные приложения рентгеновских лазе­ров [22] крайне важны — они включают такие возможности, как:

■ рентгеновская голография биологических клеток или их составляющих, с помощью которой можно получать трехмерные изображения с разре­шением ь несколько ангстрем;

■ рентгеновская литография полупроводниковых приборов, которая по­зволила бы получать изображения с предельно высоким разрешением.

Прежде чем обсуждать то, что было достигнуто в этом диапазоне длин волн, следует указать на те трудности, которые необходимо преодолеть для получения генерации в рентгеновском лазере. Обращаясь к фундаменталь­ным принципам, заметим, что в соответствии с выражением (7.3.12) порого­вая мощность накачки четырехуровневого лазера дается выражением

Р _ Ь-Утр уА (10.5.1)

* сп'

Минимальная пороговая мощность РшН достигается при а = а(у = у0) = <тр, где ар — максимальное сечение перехода. Кроме того, необходимо прини­мать во внимание тот факт, что в рентгеновском диапазоне длин волн время жизни верхнего уровня т определяется временем релаксации х8р. Из выраже - ний (2.4.29) и (2.3.15) получаем соотношение 1/<зрх8р ос у02/^(0), независимо от матричного элемента перехода |ц|. Можно найти, что и для однородной линии (2.4.9а), и для неоднородной линии (2.4.28) имеем |?Д0) ос 1/Ау0, где Ау0 — ширина линии перехода (для однородной или неоднородной линии). Поэтому в любом случае, из выражения (10.5.1), учитывая Нтр = Лу0, получа­ем Ртгн ос у03Ау0. На частотах, лежащих в УФ - и ВУФ-диапазонах, при умерен­ных давлениях можно считать, что ширина линии определяется доплеров - ским уширением. Следовательно (см. (2.5.18)), имея Ау0 ос у0, можно предпо­лагать, что величина РтгН увеличивается как у<5. При более высоких частотах, соответствующих рентгеновскому диапазону, ширина линии определяется ес­тественным уширением, поскольку излучательное время жизни становится очень коротким (порядка фемтосекунд). В этом случае Ау0 ос 1/х8р ос у3 и РшН увеличивается как у§. Таким образом, если, к примеру, перейти из зеленой области (X = 500 нм) всего лишь в мягкий рентген (к = 10 нм), то длина волны уменьшится в 50 раз, а Ршн увеличится на несколько порядков!

С практической точки зрения следует заметить, что многослойные ди­электрические зеркала в рентгеновской области обладают большими поте­рями и трудны в изготовлении. Основная проблема здесь состоит в том, что в этом спектральном диапазоне разница в показателях преломления различ­ных материалов оказывается очень малой. Поэтому для получения приемле­мых коэффициентов отражения необходимо использовать большое число (сот­ни) диэлектрических слоев, а рассеяние света на столь большом числе по­верхностей раздела приводит к очень большим потерям, и зеркала могут не выдержать высокую интенсивность рентгеновского лазерного излучения. Поэтому до сих пор рентгеновские лазеры работают без зеркал в режиме УСИ (усиленного спонтанного излучения).

В качестве примера рассмотрим лазер, генерирующий в мягком рентге­не, активной средой которого является 24-кратно ионизированный селен (8е24+) [23]. Этот лазер является первым представителем класса так называе­мых рекомбинационных рентгеновских лазеров, и к этому классу сейчас относятся устройства на самых разнообразных многократно ионизирован­ных активных средах. Накачка в упомянутом лазере на селене осуществля­ется мощным пучком второй гармоники от лазера АТоиеНе (А, = 532 нм, энер­гия в импульсе ~1 кДж, длительность импульса ~1 не), одной из составляю-

Щих лазерной установки Nova-лазер в Ливерморской лаборатории им. Лоу­ренса в США. Пучок фокусируется в узкую линию (d = 200 мкм, 1= 1,2 см) на тонкую (75 нм) полоску селена, нанесенную путем напыления на фольгу из формвара толщиной 150 нм (рис. 10.26). Фольгу можно облучать с од­ной или с обеих сторон. Благодаря высокой интенсивности пучка накачки (~5 • 1013 Вт/см2) фольга взрывается и возникает плазма высокоионизован - ного селена (Se), имеющая форму почти цилиндра диаметром d = 200 мкм. Во время процесса электрон-ионной рекомбинации образуется плазма, в ко­торой содержится особенно долгоживущая составляющая Se24+. Этот ион об­ладает, как и нейтральный атом Ne (см. рис. 10.1), основной электронной конфигурацией ls22s22p6 (неоноподобный селен). Неупругие столкновения с электронами горячей плазмы (Те= 1 кэВ) приводят к возбуждению ио­на Se24+ из основного состояния в возбужденные, и между переходами 2ръ3р и 2p53s возникает инверсия населенностей, поскольку время жизни перехо­да «3s —» основное состояние» намного меньше, чем время жизни перехода 3р -> 3s (оба перехода разрешены). При конфигурации накачки, показанной на рис. 10.26, вследствие УСИ наблюдалось сильное продольное излучение на двух линиях (= 20,63 нм и к2 = 20,96 нм) перехода 2р53р -> 2p53s (см. рис. 10.1). Благодаря значительно большему заряду ядра8е по сравнению с Ne эти линии попадают в область мягкого рентгена. Из анализа зависимо­сти излучаемой энергии от длины активной среды было определено усиле­ние за проход G = ехр (арМ), которое оказалось равным приблизительно 700. Заметим, что это усиление еще далеко от «порога» УСИ, определенного в разделе 2.9.2. Действительно, в описанном экспериментальном случае име­ем Q = 10“4 ср, и ширина линии по-прежнему определяется доплеровским уширением. Из выражения (2.9.46) получаем Gth = 4,5 • 105. Отсюда следует, что излучаемая благодаря УСИ интенсивность все еще много меньше интен­сивности насыщения усиливающей среды. Действительно, выходная энер­гия рентгеновского излучения в этом случае составляет крайне незначитель­ную долю (~10~10) энергии накачки.

С тех пор как был представлен первый рентгеновский лазер, активность научных исследований в этой области сильно возросла [24]. Генерация была получена на многих активных средах, а именно на неоноподобных ионах (от Ag37+ до Аг8+), а также на многих водородоподобных (от А112+ до С5+),

Литиеподобных (от 8111+ до А110+) и на никельподобных ионах (от Аи51 до Еи35+). Получена генерация в диапазоне длин волн от -3,6 до 47 нм, при усилении за проход С от 10 до 103. Для достижения требуемых высоких пиковых мощно­стей и уменьшения энергии накачки используются пикосекундные и даже фемтосекундные импульсы накачки. Также было реализовано усиленное спонтанное излучение (длина волны X = 46,9 нм) на неоноподобном ионе Аг8+, полученном с помощью токового импульса, проходящего через трубку дли­ной 1 ч-10 см, наполненную аргоном.

В данной главе были рассмотрены наиболее интересные примеры лазеров на активных средах с низкой плотностью. В основном эти лазеры более мас­сивны в конструктивном плане и зачастую менее эффективны, чем лазеры, описанные в предыдущей главе (в особенности полупроводниковые лазеры и твердотельные лазеры с диодной накачкой). По этим причинам (и по воз­можности), эти лазеры заменяются их твердотельными аналогами. Напри­мер, зеленый неодимовый лазер с диодной накачкой (скажем, ла­

Зер) с внутрирезонаторным удвоением частоты конкурирует с аргоновым ла­зером. Аналогичным образом красный Не-Ке лазер, по крайней мере в некоторых случаях, может быть заменен полупроводниковым 1пОаА1Р лазе­ром. Тем не менее, лазеры на активных средах с низкой плотностью останут­ся востребованными в тех приложениях, где требуется частотный диапазон, который не покрывается с достаточной эффективностью твердотельными и полупроводниковыми лазерами. Это, например, средний ИК-диапазон, где успешно работают С02 лазеры, а также диапазон от УФ (эксимерные лазеры) до рентгеновской области спектра. Есть и другие области применения, где неизменно востребованы лазеры на активных средах с низкой плотностью. Это приложения, требующие высокой мощности, где наиболее важными ис­точниками когерентного излучения являются СО2, эксимерные и химиче­ские лазеры. Таким образом, лазеры на активных средах с низкой плотно­стью, вероятнее всего, сохранят свои позиции в этих областях.