6.9. 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 крайне важны— они вклю­чают такие возможности, как рентгеновская голография клеток или их частей, с помощью которой можно получать трехмерные изображения с разрешением в несколько ангстрем, и 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, укажем на те трудности, которые необходимо преодолеть для получения генерации в рентгеновском лазере. Обращаясь к основным принципам, заметим, что в соответствии с формулами (5.35) и (2Л46) пороговая мощность накачки че-тырехурёвневого лазера в единичном объеме дается выражением

dV

Al

^{rip а/т}

(6.60)

В то же время из выражения (2.116) находим, что (при Av=0) 1/0Т ~ v\g_t (0)~ v§ Av₀. На частотах УФ- и ВУФ-диапазонов при

умеренных давлениях можно считать, что ширина линии оп­ределяется доплеровским уширением. Следовательно [см. (2.78)], Avo ~ Vo, поэтому ^Рпор/й^увеличивается как vj (если

положить При более высоких частотах, соответствую-

щих рентгеновскому диапазону, ширина линии определяется ес­тественным уширением, так как излучательное время жизни ста­новится очень коротким (порядка фемтосекунд). В этом случае Av₀ ~ v\ и dP_uJdV увеличивается как v*. Таким образом,

если мы, к примеру, перейдем из зеленой облаети (X = 500 нм) всего лишь в мягкий рентген (Хж 10 нм), то длина волны уменьшится в 50 раз, а б?Р_Пор/^Уувеличится на несколько по­рядков! С практической точки зрения заметим, что многослой­ные диэлектрические зеркала в рентгеновской области обладают

большими потерями и трудны в изготовлении. Основная проб­лема состоит в том, что в этом 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. Поэтому до

сих пор рентгеновские лазеры работают без зеркал в режиме УСИ (усиленное спонтанное излучение).

^{К настоящему моменту наилучшие результаты получены при}

использовании мощного пучка второй гармоники (Я,=0,53 мкм) от лазера Novette, одной из составляющих лазерной установки Nova в Ливерморской лаборатории им. Лоуренса в США [40].

' фольга

Лазерный пучок тносчт

г

Пучок фокусируется в узкую линию (d ъ 200 мкм, / = 1,2 см) на тонкую (75 нм) полоску селена, нанесенную путем испаре­ния на фольгу из формвара толщиной 150 нм (рис. 6.56). Фоль­гу можно облучать с одной или с обеих сторон. Благодаря высо­кой интенсивности этого накачивающего пучка (~5- 10¹³ Вт/см²) фольга взрывается и возникает плазма высокоионизованного Se, имеющая форму почти цилиндра диаметром d « 200 мкм. Осо­бенностью этой плазмы является наличие в ней 24-кратно иони­зованного Se, обладающего, как и нейтральный Nc, основной электронной конфигурацией ls²2s²2p⁶ (неоноподобный селен),

Рис. 6.56. Геометрия мягкого рентгеновского лазера с поперечным освеще­нием, использующего метод взрывающейся фольги.

которая является особенно устойчивой. Вынужденное излучение наблюдается на двух линиях {К_х = 20,63 и %₂ - 20,96 нм) пере­хода 2р⁵ Зр 2р⁵ 3s (см. рис. 6.5). Благодаря значительно боль­шему заряду ядра Se по сравнению с Ne эти линии попадают в область от дальнего УФ диапазона до мягкого рентгена. Воз­буждение из основного состояния в состояние 2р⁵3р происходит вследствие неупругих столкновений с электронами плазмы. Ин­версия населенностей достигается благодаря тому, что время жизни перехода 2p⁵3s в основное состояние (этот переход элек-тродипольно разрешен) намного меньше времени жизни Зр-со-стояния. При конфигурации накачки, показанной на рис. 6.56, вследствие УСИ наблюдалось сильное продольное излучение в мягком рентгеновском диапазоне. Из зависимости излучаемой энергии от длины активной среды было определено усиление за проход G ~ ехр(аМ), которое оказалось равным приблизи­тельно 700. Заметим, что это усиление еще далеко от «порога» УСИ, определяемого с помощью общепринятого выражения

(2.151). Действительно, в описанной экспериментальной ситуа­ции мы имеем Q « 10 ⁴ ср и из формулы (2.153) находим, что G„o_P « 1,7-10⁵. Отсюда следует, что излучаемая благодаря УСИ интенсивность все еще много меньше интенсивности насыщения усилителя. Действительно, выходная энергия рентгеновского из­лучения составляла крайне незначительную долю (~ 10~¹⁰) энергии накачки.

Помимо сообщений о том, что было получено вынужденное излучение в мягком рентгеновском диапазоне, имеются также данные о получении вынужденного излучения на длине волны Я = 14 А в области между мягким и собственно рентгеновским диапазонами. Лазер накачивался мощным рентгеновским излу- чением, получаемым от небольшого ядерного взрыва (экспери- ментальное условие, которое не так-то легко воспроизвести в ка- кой-либо лаборатории!), причем подробные сведения об этом лазере генерирующем самую короткую длину волны)

засекречены.