Prezentace se nahrává, počkejte prosím

Prezentace se nahrává, počkejte prosím

FBMI ČVUT Kladno Plazmatické rentgenové lasery I Fyzikální principy 12.11.2012 Jaroslav Nejdl

Podobné prezentace


Prezentace na téma: "FBMI ČVUT Kladno Plazmatické rentgenové lasery I Fyzikální principy 12.11.2012 Jaroslav Nejdl"— Transkript prezentace:

1 FBMI ČVUT Kladno Plazmatické rentgenové lasery I Fyzikální principy Jaroslav Nejdl

2 Obsah Stručný přehled zdrojů záření v oblasti XUV Fyzika plazmatických rentgenových laserů –Laserová akce v oblasti XUV –Dělení RTG laserů –Používaná schémata Srážkové excitační schéma Rekombinační schéma Ionizace vnitřní slupky –Šíření záření v gradientním prostředí 2

3 Úvod RTG lasery = zdroje kvazi-monochromatického záření v oblasti XUV s jistým stupněm koherence D. Attwood: Lectures on Soft X-Rays and Extreme Ultraviolet Radiation. 3

4 Úvod Silná absorpce tohoto záření ve vzduchu - nutnost práce ve vakuu 4

5 Úvod - zdroje Oscilující elektronový svazek urychlený na relativistické energie –Synchrotron –Plazmatický betatron –Inverzní Comptonův rozptyl 5

6 Úvod –zdroje Lasery na volných elektronech (FEL) –urychlený e - svazek je vychylován periodickou soustavou magnetů (synchrotronní záření) 6 Japonsko SACLA Kalifornie LCLS Německo European XFEL

7 Úvod - zdroje Urychlené elektrony bržděné v materiálu –Rentgenka –Plazmatický zdroj K-alfa záření 7

8 Úvod - zdroje Plazmatické rentgenové lasery využívají zářivých přechodů některých druhů iontů –plazma generované laserovým pulsem pevný terč plynný terč (podélné čerpání) 8

9 Úvod - zdroje –plazma vytvořené kapilárním výbojem Generace vysokých harmonických (řádu až 1000) nelineární odezva prostředí na intenzivní laserový puls (viz následující přednáška) D. Attwood: Lectures 9

10 Plazmatické RTGL Vhodné aktivní prostředí – mnohonásobně ionizované atomy (plazma) Př] vodíku-podobný iont (H-like) Z – protonové číslo n i – hlavní kvantové číslo  – doba života H-podobný C = C +5 = C VI (spektroskopické značení): přechod 2p – 1s: ħ  367eV,  3.4 nm,  = 1.2 ps 10

11 Iontové stavy používá se značení iontů podle podobnosti elektronového obalu s prvky periodické soustavy u iontů se obsazují vždy nejdříve slupky s nižším hlavním kvantovým číslem: vodíku-podobný iont – 1s neonu-podobný – 1s 2 2s 2 2p 6 (10 elektronů) niklu-podobný – 1s 2 2s 2 2p 6 3s 2 3p 6 3d 10 (28 elektronů) (neutrální nikl 1s 2 2s 2 2p 6 3s 2 3p 6 4s 2 3d 8 ) 11

12 Laserová akce v oblasti XUV Einsteinovy koeficienty Z principu detailní rovnováhy: A,B závisí jen na kvantové soustavě  vztah (1) platí i mimo rovnováhu Způsob odvození (1): V termodynamické rovnováze je rychlost přechodu 1→2 stejná s rychlostí 2→1, tedy : N 2 A 21 + N 2 B 21 U  = N 1 B 12 U  záření černého tělesa (pole v rovnováze): Boltzmanův vztah (hmota v rovnováze, g 1 =g 2 ): 12 DCv1

13 Vztah mezi Einsteinovými koeficienty A a B Uvažujme jeden excitovaný kvantový systém (elektron v poli jádra) v uzavřené krychli o hraně L. –V této krychli může existovat N módů EM pole s frekvencemi v int. 1D : L=m m /2   m  2  c/ m =m  c/L;  n -  m =(n-m)  c/L  N 1D  n-m=  L/(  c) 3D : m  (m 1,m 2,m 3 ); m  |m|; (pro jen jednu polarizaci) Počet módů v krychli o hraně L s frekvencemi v int. –Pro fotony (bosony  mají celočíselný spin) amplituda pravděpodobnosti emise fotonu –pokud je v krychli n fotonů v jediném módu je pravděpodobnost vyzáření dalšího fotonu v tomto módu n+1-krát větší, než do libovolného jiného módu, kterých je ovšem N. (v tomto módu je pravd. stim. emise n-krát větší než spont. emise.) Pravděpodobnost spontánní emise ku pravděpodobnosti stimulované emise je tedy a v našem značení 13 DCv2

14 Laserová akce v oblasti XUV Vzhledem ke krátkým dobám života na horní laserové hladině a agresivnímu plazmatu (poškozuje optiku ve své blízkosti) NELZE použít rezonátor probíhá proces tzv. ZESÍLENÉ SPONTÁNNÍ EMISE (zesílený šum – vliv na vlnoplochu, koherenci, divergenci, atd. – viz druhá přednáška) DEF: zářivost do prostorového úhlu  14 DCv3

15 Laserová akce v oblasti XUV Pokud bychom neuvažovali spontánní emisi (bereme v potaz pouze záření vzniklé stimulovanou emisí, tedy řešíme vztah stim. emise vs. absorpce). D. Attwood Soft X-rays and extreme ultraviolet radiation. Kap Intenzita potřebná k účinnému zesilování stim. emisí je úměrná 1/ 4  je třeba vysoké hustoty dodaného čerpacího výkonu (k vytvoření inverze populace) – kratší vlnové délky jsou možné pouze v hustém a horkém plazmatu  kapilární výboj nebo laserové plazma v řídkém plynu – fungují do cca 25nm. pro kratší laserové plazma s pevným terčem nebo plynové trysky 15

16 Dělení RTG laserů Podle způsobu ionizace –srážkami –silným optickým polem –fotoionizací vnitřní slupky Podle způsobu čerpání inverze populace –srážkami –rekombinací –fotoionizací vnitřní slupky Podle doby trvání zisku –kvazi-stacionární (většinou Ne-podobný iont)  ~100ps –tranzientní (většinou Ni-podobný iont)  ~1ps Z makroskopického pohledu – způsob vytvoření plazmatu –laserové plazma –plazma kapilárního výboje (pinč) 16

17 Srážková ionizace Při srážkách je vždy větší pravděpodobnost ionizace/excitace elektronu na vyšší hladině Sahova rovnice (rovnováha při srážkách – LTE) I p – ionizační potenciál (vlivem lokálního el. pole bývá redukován) Q i – partiční funkce (normalizuje distribuce jednotlivých stavů) (izolovaný atom, vlivem pole ostatních částic počítám jen konečnou sumu, která konverguje) při ionizaci slupky s nižším n skok v I p  v plazmatu jsou stabilní ionty s uzavřenou slupkou (He, Ne, Ni-podobné ) *LTE – (Local Thermodynamic Equilibrium) lokální termodynamická rovnováha – v rovnováze je pouze hmota, nikoliv záření 17

18 Příklad: Ionizační energie Sn iontu Sn: Z=50 základní stav 1s 2 2s 2 2p 6 3s 2 3p 6 3d 10 4s 2 4p 6 4d 10 5s 2 5p 2 Zdroj: Ni-like …3d 10 Ne-like …2p 6 18

19 Řešení Sahovy rovnice pro cínové (Sn) plazma: Z=50 Daido H. Review of soft x-ray laser researches and developments, Rep. Prog. Phys. 65 (2002) 1513–1576. Ne a Ni-podobné ionty dominují pro širokou oblast elektronových teplot Příklad: Srážková ionizace Sn iontu 19

20 Ionizace optickým polem (optical field ionization - OFI) Uplatňuje se při velmi intenzivních laserových pulsech (Ti:safírový laser s CPA) Lineárně polarizovaná vlna: Kruhově polarizovaná vlna: 20 DCv4

21 Ionizace optickým polem Multifotonová ionizace (MPI) : I ≈ W cm -2 Atomární pole nenarušeno polem optickým Keldyshovo přiblížení: Přímý přechod vázaného stavu do stavu volného Keldyshův parametr: Ponderomotický potenciál Multifot. Ionizace: Ionizace tunelovým jevem: 21

22 Ionizace optickým polem Ionizace tunelovým jevem: I ≈ W cm -2 Atomární pole narušeno polem optickým ADK teorie: Ammosov-Delone-Krainov Řešení Schrödingerovy rovnice –parabolické souřadnice –asymptotický tvar vlnové funkce –semiklasické přiblížení Keldyshův parametr: 22

23 Ionizace optickým polem Ionizace potlačením pot. bariery: I > W cm -2 Atomární pole silně narušeno polem optickým (klasicky) prahový proces: Potenciální energie elektronu v poli jádra o náboji Z a elektrickém poli E kvantově: odraz na barieře (elektron nemusí být nutně uvolněn – obdobné jako při tunelování) 23 DCv5

24 Ionizace optickým polem - příklad Ionizace atomu helia ve stavu 1s 2 lineárně polarizovanou vlnou ( =800nm, T- perioda). 24

25 Srážkově excitační schéma Radiační přechod z horní laserové hladiny na základní hladinu je zakázán (výběrové pravidlo), zatímco srážková excitace je možná  2. excitovaná hladina je meta-stabilní. 25

26 Srážkově excitační schéma Ne-podobné iontyNi-podobné ionty poměrně nízká kvantová účinnost Rozdíl energií mezi různými slupkami (s různými hlavními kv. čísly n ) většinou podstatně větší ( Z -2 ) než rozdíl energií hladin laserového přechodu (v rámci jedné slupky, Z -1 ) 26

27 Srážkově excitační schéma Ne-podobné iontyNi-podobné ionty Existuje limit dosažitelných vlnových délek u těchto schémat ( >2nm) 27

28 Rekombinační schéma Rychlé přeionizování média následované (tříčásticovou) rekombinací Pravděpodobnost rekombinace do vyšší hladiny je podstatně větší Je třeba „studené“ plazma, jinak dochází k vyprázdnění horní laserové hladiny srážkovou excitací/ionizací (použítí OFI s krátkou vlnovou délkou namísto infračervené) Možnost dosažení kratších vlnových délek (možný laserový přechod mezi hladinami s různým n → Z -2 ) 28

29 Rekombinační schéma - příklad 29

30 RTGL na principu ionizace vnitřních slupek Fotoionizace elektronu z vnitřní slupky energetickým fotonem ( h >I p ) Zářivý přechod elektronu na vyšší hladině (zaplnění vakance) Potenciálně vhodné pro dosažení kratších vlnových délek Př] RTGL na sodíkových parách první navržený XUV laser (Duguay, Rentzepis 1967), Využívá zářivý přechod 3s-2p (37.2 nm) 30

31 RTGL na principu ionizace vnitřních slupek Fotoionizace elektronu z vnitřní slupky energetickým fotonem ( h >I p ) Zářivý přechod elektronu na vyšší hladině (zaplnění vakance) Potenciálně vhodné pro dosažení kratších vlnových délek Př] Neutrální neon Zatím nejkratší experimentálně dosažená vlnová délka 1.46 nm (h =850eV, K   čára Ne, čerpáno svazkem X-FEL 960eV, LCLS SLAC) Účinnost N. Rohringer et al. Nature 481, p.488 (2012)

32 Obr.: Exponenciální profil n e v laserovém plazmatu s pevným terčem Šíření záření v gradientním prostředí Plazma – většinou silně gradientní prostředí (profil elektronové hustoty n e ) - refrakce Index lomu v plazmatu: Paprsková rovnice: Krátké  dobré přiblížení paprskové optiky 32


Stáhnout ppt "FBMI ČVUT Kladno Plazmatické rentgenové lasery I Fyzikální principy 12.11.2012 Jaroslav Nejdl"

Podobné prezentace


Reklamy Google