книги из ГПНТБ / Рэди, Дж. Действие мощного лазерного излучения

и передачи энергии происходят достаточно быстро. Для быстрого установления равновесия требуются высокие плотности электро­ нов. Чтобы существовало локальное термодинамическое равнове­ сие, времена столкновений должны удовлетворять различным критериям [95], причем наиболее жестким из них является огра­ ничение на время выравнивания электронной и ионной температур. Для лазерной плазмы получающиеся плотности электронов велики и время электрои-ионных столкновений может быть меньше 10-9 с. Таким образом, вполне вероятно, что за времена импульсов лазеров с модулированной добротностью плазма может прийти в состояние локального термодинамического равновесия. В случае пикосекуидных импульсов за время длительности импульса рав­ новесие может не успевать устанавливаться, и уравнения (4.27) нельзя использовать. В случаях, когда уравнения (4.27) приме­ нимы, отождествление основных ионизационных состояний позво­ ляет получить оценку температуры.

Изменение во времени интенсивностей спектральных линий показывает, что наиболее высокоионпзовапные состояния присут­ ствуют с самого начала, а состояния с меньшей кратностью иони­ зации появляются позже. В работе [96] при воздействии на поли­ этиленовую мишень излучения рубинового лазера с интенсивностью порядка 2,9 -1011 Вт/см2 были получены данные об интенсивно­ стях линий, принадлежащих различным ионизованным состоя­ ниям. Некоторые результаты приведены на фиг. 4.26, где показано изменение во времени интенсивности линий, принадлежащих ионизованным состояниям углерода на разных расстояниях от ми­ шени. Интенсивность каждой из липий на расстоянии 2 мм была принята за единицу. На фиг. 4.26 показано изменение во времени максимальной интенсивности линий нескольких ионов углерода, измеренное па разных расстояниях от мишепи. Вначале появляют­ ся спектральные линии, принадлежащие более высокоионизованным состояниям, а вслед за ними поочередно возникают линии более низкоиопнзованных состояний. Время нахождения иоиа

вкаждом из состояний возрастает при увеличении расстояния от поверхности, за исключением C(VI), для которого это время остается приблизительно постоянным.

Интенсивность излучения в непрерывном спектре, полученная

вэтих же опытах, была использована для иахождеиня зависимости плотности от расстояния до поверхности мишени. Абсолютные

измерения проводились иа расстоянии 2 мм от мишени, а для получения относительных величии на других расстояниях были использоваиы данные об изменении с расстоянием интенсивности излучения в непрерывном спектре. Таким способом было обна­ ружено, что плотность ионов С5+ уменьшалась примерно от 1,7-1018 см-3 вблизи поверхности до 1,2-1017 см-3 на расстоянии 2 мм от нее, а плотность ионов С6+ падала от 7 ЧО17 до 3 Ч01в см~3.

г. Рентгеновское излучение

Впредыдущих разделах были рассмотрены оптические спектроскопические исследования излучения плазмы в области

до 20 А, что соответствует энергии фотонов до 600 эВ. Излучение

стакой длиной волны уже можно считать рентгеновским.

Водном из экспериментов [97] использовались сциитилляциопные счетчики, закрытые дисками из берпллиевой фольги. Сигнал

от сцинтиллятора был зарегистрирован при толщине фольги 25 мкм и отсутствовал при толщине фольги 51 мкм. Эти наблю­ дения свидетельствуют о наличии мягкого рентгеновского излу­ чения. В данном эксперименте импульс рубинового лазера мощ­ ностью 120 МВт фокусировался на частичку из гидрида лития.

При воздействии импульса излучения с интенсивностью 1011 Вт/см2 лазера на неодимовом стекле на мишень из железа, находящуюся в вакууме, в работе [98] наблюдалось рентгеновское излучение с энергией квантов до 2 кэВ. Детектор, состоявший из фотоумножителя и сцинтиллятора на Nal, был закрыт бериллпевым окном толщиной 0,2 мм. Возможность появления вблизи детектора рентгеновского излучения, вызванного выброшенными из мишени электронами, была исключена путем помещения майларовой пленки между мишенью и детектором. Измерялась зависи­ мость амплитуды сигнала от толщины майларовой пленки. Ока­ залось, что рентгеновское излучение возникает вблизи области воздействия лазерного луча на мишень и является почти моно­ хроматическим с энергией квантов около 2 кэВ.

Ввиду значительного иитереса к получению высокотемператур­ ной плазмы с помощью пикосекуидных лазерных импульсов очень большой мощности были проведены исследования рентгеновского излучения, возникающего под действием таких импульсов. В рабо­ те [99] при фокусировке излучения лазера, работавшего в режиме синхронизации мод, на мишень из дейтерированного лития, помещенную в вакууме, наблюдали рентгеновское излучение с энергией квантов от 20 до 30 кэВ. Короткий одиночный импульс

эксперименте, где использовался лазер на неодимовом стекле с длительностью импульса 10-11 с и с энергией в импульсе свыше 0,5 Дж, наблюдалось рентгеновское излучение, проходящее через слой поглотителя из алюминия толщиной 2,74 мг/см2. Луч в этом эксперименте фокусировался на мишень из дейтерида лития в пятно диаметром 0,025 см.

Другие измерения рентгеновского излучения, возникающего при взаимодействии лазерного излучения с поверхностью, прово­ дились в основном с целью определения температуры плазмы [101, 102]; измерения температуры будут рассмотрены ниже.

на частицы, прошедшие через анализатор, видны пики, соответ­ ствующие попаданию на детектор различных ионных компонент, входящих в состав мишени. Обычно последовательность пиков позволяет определить величину Z; для данной массы время воз­ никновения сигнала, соответствующего нонам с зарядом Z, обрат­

возрастание средней кинетической энергии при увеличении заряда иона связано с тем, что ионы с более низким зарядом возникают позже. Этот результат более подробно обсуждается в разделе, посвященном анализу полученных данных.

Влияние плотной плазмы на такого рода измерения можно видеть из результатов, полученных с помощью аналогичного электростатического анализатора [103]. При плотности потока порядка 1011 Вт/см2, падающего на мишень из LiI4 и LiD, наблю­ далось возникновение острых пиков с массовыми числами 1 или 2, вслед за которыми возникал сигнал от фронта вещества большой плотности, в котором дебаевский радиус был меньше расстояния между пластинами, так что соответствующий анализ плазмы оказы­

из области, занимаемой плотной плазмой, которая расширялась ■со скоростью около 6 -10е см/с. Полное число частиц в очень плот­ ной плазме составляло около 101е. Эти исследования показывают, как в случае плотной плазмы экранирование поверхности или эффекты пространственного заряда могут влиять на результаты.

е. Исследования методом сбора заряженных частиц

Обычно при исследованиях методом сбора зарядов используют экранированные зонды. Зонд представляет собой устройство, состоящее из металлической пластины, к которой приложено собирающее напряжение, и металлической экрани­ рующей сетки, расположенной около пластины со стороны, обра­ щенной к мишени. Сигнал снимается с нагрузочного сопротивле­ ния, через которое собранный на пластине заряд стекает на землю. Влияние тока смещения сведено к минимуму экранирующими сетками. Собирающая пластина ие обнаруживает наличия заряда, пока ои ие пройдет через экранирующие сетки. Время пролета от сетки до пластины мало по сравнению с временем пролета от мишени, так что влияиие тока смещения оказывается незначи­ тельным. На фиг. 4.29, а показана типичная осциллограмма выходного сигнала с такого коллектора в случае воздействия лазерного излучения с интенсивностью порядка 108 Вт,'см2 на мишень из вольфрама, находящуюся в вакууме. Наибольшее количество зарядов улавливается в направлении, перпендикуляр­ ном поверхности мишени. В принципе описанное устройство пригодно лишь для сбора положительных ионов. Приложение отрицательного потенциала на экранирующие сетки приводит к отражению электронов. В сигнал может давать вклад вторичная электронная эмиссия, вызываемая попадающими на зонд ионами. В случае если зонд ориентирован в направлении на мишень, вторичную эмиссию электронов могут вызвать также нейтральные молекулы. При большой интенсивности лазерного излучения плазма становится достаточно плотной и уже нельзя пренебрегать электрическим полем, возникающим вследствие разделения элек­ тронов и ионов. При этом начинают играть существенную роль эффекты пространственного заряда и наблюдаемые сигналы иска­ жаются. Результаты, относящиеся к плазме с высокой плотно­ стью, образованной лазерным излучением с интенсивностью порядка 3-109 Вт/см2, приведены иа фиг. 4.29, б.

С помощью описанных систем было выполнено большое коли­ чество измерений [59, 70, 85, 104—110]. Поскольку такого рода коллекторы подвержены влиянию паразитных эффектов, некото­ рые исследователи применяли биполярные коллекторы, в которых использовались два плоских зонда, разделенных небольшим расстоянием. Пластины располагаются так, чтобы они не находи­

ственны. Гораздо сложнее осциллограмма на фиг. 4.29, б. Перед нарастающим положительным импульсом имеется отрицательный спад, который интерпретировался как следствие отрицательного пространственного заряда, окружающего плазму с пескомпенсированпым положительным зарядом [70]. Однако многие другие исследования, в частности измерения с помощью биполярных

Фиг. 4.31.

Зависимость скорости расширения лазерной плазмы от интенсивности лазер­ ного излучения [70].

коллекторов, указывают на то, что электроны и попы движутся вместе как квазииейтральная плазма п плотность электронного заряда вне основного объема плазмы равпа нулю. Тот факт, что в случае плотной плазмы сигнал в некоторый момент времени нз отрицательного превращается в положительный, некоторые исследователи пытались связать с приходом на коллектор поверх­ ности нулевого заряда, разделяющей электроны и положительную компоненту плазмы. Но как мы уже говорили, наиболее вероятное объяснение заключается в том, что отрицательный всплеск являет­ ся ложным эффектом, возникающим при большой интенсивности лазерного излучения и высоких плотностях плазмы.

Биполярные коллекторы обеспечивают более надежные изме­ рения полного заряда. Типичные осциллограммы сигнала с бипо­ лярного коллектора показаны на фиг. 4.30. При очень высокой плотности плазмы область между пластинами биполярного коллек­ тора может стать проводящей и электроны будут стекать непо­ средственно с заземленного электрода на пластину, находящуюся под положительным потенциалом. Эта утечка может привести к тому, что число собранных электронов будет больше, чем коли­ чество положительных ионов; наиболее надежные результаты

ченыая из измерений на углеродной мишени методом сбора зарядов* показана на фиг. 4.31.

Большие скорости расширения соответствуют высоким энер­ гиям частиц. На фиг. 4.32 приведены зависимости энергии ионов, от интенсивности лазерного излучения, полученные из экспери­ ментальных измерений времени пролета ионов до коллектора. Приведенные иа этом графике значения энергии типичны для экспериментов такого рода. Как мы увидим позже, они не соот­ ветствуют температуре плазмы.

Сравнение результатов измерений параметров плазмы, расши­ ряющейся от передней и задней поверхностей тонких мишеней из гидрида лития, показало, что ионы, покидающие заднюю поверхность, обладают более низкой энергией, а число их меньше* чем в плазме от передней поверхности [107]. При толщине материа­ ла 5 мкм энергия ионов, покидающих заднюю поверхность мишени* составляла 70%, а их число — 25% соответственно от энергии п числа ионов, движущихся от передней поверхности. При толщинематериала 30 мкм энергия ионов уменьшалась до 40%, а их число- по-прежнему составляло 25%. С обратной стороны мишени тол­ щиной 60 мкм ионы не были обнаружены. Эти наблюдения навели на мысль, что импульс лазерного излучения нагревает тонкий слой толщиной в несколько микрон, а уже возникающая вслед­ ствие этого горячая плазма взаимодействует с основной частью мишени. Был сделан вывод, что основная часть плазмы, произво­ димой прн взаимодействии лазерного излучения с поверхностью* возникает после окончания светового импульса и что источником энергии для последующего испарения является нагретая плазма.

ж. Импульсы давления

Сравнительно давно было высказано предположение- о том, что испарение вещества из твердой мишени под действием лазерного излучения большой мощности могло бы привести к передаче импульса давления [112]. Простые вычисления показы­ вали, что давление при испарении должно достигать больших величии. Давление вызвано импульсом отдачи испаряющегося материала и воздействует на мишень в месте образования горячей плазмы. Как показано в гл. 3, при нагреве поверхности могут возникнуть импульсы давления без какого-либо выброса вещества. Здесь мы рассмотрим только явления, обусловленные взаимодей­ ствием поверхности с выброшенным материалом [ИЗ—118].

Для измерения импульса отдачи на мишень, возникающего под действием лазерного излучения длительностью 50 нс при энергии 0,3 Дж, в работе [ИЗ] был использован пьезоэлектриче­ ский датчик. Пока средняя плотность энергии превышала 0,4 Дж/мм2, измеренное количество движения не зависело от раз-