Перспективные схемы для рентгеновских лазеров следующего поколения

Боевое применение лазера на свободных электронах для военно-морских сил, который компания Boeing разрабатывает с 2010 года: http://www.armybase.us/2010/03/boeing-completes-preliminary-design-u-s-navys-free-electron-laser-fel-weapon-system/. Устройство такого типа может быть использовано для лазерной генерации в рентгеновском диапазоне.

    У нас нет никаких сомнений в том, что драматическая история рентгеновского лазера с накачкой ядерным взрывом, изложенная в http://extremal-mechanics.org/archives/75 и http://extremal-mechanics.org/archives/85, будет иметь продолжение. В этой связи вызывает интерес статья 2010 года, опубликованная в трудах SPIE («Общество фото-оптических инженеров») http://extremal-mechanics.org/wp-content/uploads/2012/10/XRLs-today.pdf, и обзор О первых рентгеновских лазерах

Авторы: Вячеслав Н. Шляпцев, Джордж Дж. Рокка, Майкл Гришэм, Гонзало Авариа, Фернандо Томасел — Университет штата Колорадо, Алекс Ной — Ливерморская национальная лаборатория им. Лоуренса.

Аннотация: Описаны две новых схемы для эффективной генерации рентгеновских лучей из лазер-генерированной плазмы и разрядно-капиллярных плазм. Комбинация нано-структурированных мишеней с лазерами ультракоротких импульсов высокой энергии может привести к образованию лазер-генерированных плазм, которые могли бы привести к источникам некогерентного мульти-КэВ-ного излучения и рентгеновским лазерам с импульсами короткой длительности на более коротких длинах волн. Анализируется генерация 0.5 — 1 КэВ  рентгеновского излучения из Ni-подобной U плазмы, созданной за счет использования возбуждения от Петаваттного лазера. Обсуждается эффективное возбуждение разрядно-капиллярных плазм в микро-капиллярных разрядных каналах.       

Введение

        В год 25-летнего юбилея первой успешной демонстрации рентгеновского лазера (XRL), проведенной исследователями из Ливермора и Принстона [1-3], и 15-й год после реализации первого рентгеновского лазера с разрядной накачкой в Университете штата Колорадо [4], интерес к улучшенным схемам накачки и новым подходам к рентгеновским лазерам остается очень высоким. Основные проблемы заключаются в очень суровых законах масштабирования для мощности и энергии, требуемых для более коротких длин волн. В результате наиболее короткие длины волн, достигнутые до сегодняшнего времени из рентгеновских лазеров на плазме, были получены для рентгеновских лазеров с термоядерным источником при 0.3 — 0.9 КэВ [5,6]. Лабораторные рентгеновские лазеры, которые наиболее ограничены в мощности и энергии накачки, больше всего выиграют от новых подходов к лучшему преобразованию энергии накачки в рентгеновские лучи, поскольку эффективность этого процесса на много порядков ниже их квантовой эффективности. Электро-разрядные XRL обычно более энерго-эффективны, а также имеют преимущества в размере, скорости повторения, энергии на импульс и стоимости. К несчастью электро-разрядные XRL не были легко масштабируемыми для более коротких длин волн, что ставит вопрос о том, как близко к своему пределу эффективности они уже находятся. Мы опишем два новых подхода к лазер-генерированной плазме и плазме с электро-разрядной накачкой, которые имеют потенциал продвижения XRL-ов на новые территории.                      

Рентгеновские лазеры на лазерно-генерированной плазме

    Из истории развития XRL мы знаем, что многочисленные начальные попытки получить лазерное излучение дали многообещающие результаты, но не были воспроизводимыми в течении многих лет. Ранние многообещающие результаты усиления на 50 — 70 нм были получены в Физическом институте им. П.Н. Лебедева в Москве [7]. Через некоторое время дальнейший анализ и лучшее понимание показали, что начальные оценки усиления были слишком оптимистичными, и что энергетика накачивающего лазера была на границе того, что необходимо. Также несколько дополнительных, вредных эффектов, таких как преломление, не были приняты во внимание [8,9]. Увеличение параметров накачивающего лазера от начальных 30 Дж 3 нс, использованных в Физическом институте им. П.Н. Лебедева, до 10 КДж 0.5 нс в ранних экспериментах Новетт в LLNL (Ливерморская национальная лаборатория им. Лоуренса) сначала также не помогло усилиям LLNL получить рентгеновскую лазерную генерацию. Хорошо известный прорыв LLNL [1] , пришедший после инновационного решения дизайна мишени, предложенного М. Розен и др. в [2], позволил смягчить вредный эффект преломления. Этот прорывной дизайн был настоящим кусочком тонкой технологии, где лазерная мишень состояла из фольги всего в нескольких сотен ангстрем толщиной, покрытой подобным тонким слоем Se. Это позволило прожигать фольгу, чтобы создать гладкий профиль электронной плотности и, в то же самое время, нагреть и ионизировать эту плазму и позволить сигналу рентгеновского лазера усиливаться по всей длине активной среды. Мощность наиболее мощного мире лазера вместе с уникальной техникой взрывающейся фольги и лучшее теоретическое понимание и моделирование в результате привели к первой успешной демонстрации лабораторного рентгеновского лазера и быстрому продвижению в более короткие длины волн. История этой области исследований также показывает, что такие прорывы происходят не очень часто и новые возможности появляются только после того, как главные технологии значительно эволюционировали, что может занять десятилетия. Новые подходящие технологии в высокоэнергетических петаваттных лазерах, устойчивые капиллярные плазменные колонны, наноструктурное производство и более хорошие численные модели и компьютерные способности открыли новые возможности. Требования для яркости рентгеновских источников также изменились. Все более важным становилось получение более коротких длительностей импульсов и большей энергии, получаемой при большей яркости.      

    Известно, что лазерное излучение не может проникать в проводящие материалы с плотностью выше критической, которая для типичных накачивающих лазеров с длиной волны ~1 микрон находится в пределах 10^{21} на куб.см. Обычно такая плазма не бывает одновременно плотной и горячей, за исключением специальных случаев сферического сжатия в самых больших лазерных системах, таких как Национальное Зажигательное Оборудование (NIF). Дополнительно к этому методы получения плотной и горячей плазмы за счет сферического и цилиндрического сжатия являются относительно медленными, дорогими и не очень эффективными. Также увеличение мощности лазера при облучении плоской твердой мишени не обязательно дает одновременно горячую и плотную плазму, потому что ее очень тонкий, обычно субмикронного размера, супер-критический слой быстро расширяется.        

Рис. 1. Вычисленная в коде RADEX эффективность преобразования в He-подобную 1s-2p линию в мишени с вертикально-выровненной наноструктурой, облучаемой фемтосекундным импульсом, по сравнению с эффективностью преобразования для плоских мишеней, облучаемых наносекундными лазерными импульсами [10] и многочисленными K\alpha источниками [11]. (подробно о компьютерной программе RADEX можно почитать в статье http://arxiv.org/pdf/0704.0155.pdf, примечание переводчика)

  Здесь мы обсуждаем возможность комбинации высоко-энергетического петаваттного лазера с наноструктурной мишенью, чтобы генерировать 0.5 — 1 КэВ-ные лазеры. Анализируется генерация рентгеновского лазерного излучения из Ni-подобной U плазмы, созданной с помощью 200 — 400 Дж возбуждения от петаваттного лазера. Новый подход, описанный здесь, становится возможным благодаря комбинации ультра-интенсивных, фемтосекундных лазеров с плотными массивами нанотрубок/нановолокон. В этой схеме лазерное излучение фемтосекундного импульса проникает в очень плотные (в среднем 0.03 — 0.3 плотности твердого тела) мишени, состоящие из вертикально ориентированных наноструктур, и объемно создает запас энергии, прежде чем промежуток между волокнами сожмется. С такой геометрией становится возможным подводить излучение достаточно глубоко (~ 5-10 микрон) внутрь плотной структуры, поддерживая при этом беспрецедентную плотность, которая превосходит критическую плотность на ~ 2 порядка. Мишень состоит из массива углеродных нанотрубок, покрытых слоем необходимого материала. Механизм поглощения имеет некоторое подобие с газовыми кластерами, но он уникален в том, что топология материала из нанотрубок могла бы разрешить подведение лазерного излучения вдоль одного измерения до того, как оно будет рассеяно или поглощено. В сравнении, при той же средней плотности, глубина накачки 5 — 10 микрон в такого типа структуре на порядок больше, чем это возможно с такими однородными 3D структурами, как кластеры, пены, аэрогели, губки и т.д.  Это также на два порядка больше, чем глубина горячего и плотного супер-критического слоя плоской твердой мишени, нагреваемой теплопроводностью и излучением. Кроме высоких плотностей и сильного поглощения, этот новый подход приводит к более долгому времени жизни области горячей, плотной плазмы по сравнению с обычными плоскими мишенями.  

     В этом случае  ультра-быстрый оптический лазер облучает мишень в так называемом режиме сверхзвукового нагревания или объемно, не теряя плотность и энергию на расширение, подобно таким режимам в мишенях из субкритической пены низкой плотности. С использованием современных мощных лазеров вся энергия будет оставаться в слое материала толщиной 5 — 10 микрон с плотностью почти как у твердого тела, и будет создавать режим ультра-горячей плазмы с высоким значением Z. Уникален тот факт, что с 10^{18} - 10^{19}\ W/cm^2 станет возможным достичь температуры 20 КэВ. Важно, что даже с такими температурами, благодаря высоким значениям плотности и Z, время упругого столкновения электрона очень мало и имеет порядок 1 фс. В результате электроны, даже быстрые электроны < 100 КэВ, быстро термализуются и плазма остается классической и может быть надежно смоделирована. Долгое время жизни такой плазмы позволит быстро ионизировать атомы до степени Z ~ 50 — 70 в течении ~ 1 пс. Этот вид горячей плазмы с высокой плотностью может найти многочисленные приложения в физике энергии с высокой плотностью. Например, относительно долгое время жизни, высокая температура, большая плотность и высокое Z может в результате дать очень яркий и эффективный, тепловой, точечный источник линейного и непрерывного мульти-КэВ излучения. Моделирования показывают, что до 16 КэВ этот источник испускает линейное излучение от одного до двух порядков более эффективно, чем плоские мишени или любые K\alpha источники (Рис. 1). Хвост спектрального распределения непрерывного bremsstrahlung (тормозное излучение, прим. переводчика) и спектра фото-рекомбинационного излучения от плазмы с высоким Z может достигать 100 КэВ, соревнуясь в интегральной интенсивности с K\alpha источниками.                                

                      Рис. 2. Смоделированные в RADEX результаты: температура, плотность, заряд ионов и переходное усиление, полученные на 4d-4p переходах 64-кратно ионизированного Урана на 2.1 нм в плазме, нагреваемой от 200 — 400 Дж  из фемтосекундного лазера. Усиление до 10 — 20 на см вычислено на 0.8 нм и 1.7 нм 3p-4p переходах.                    

    Для рентгеновских лазеров более интересна их благоприятная масштабируемость при высоких Z, чего другие типы мишеней не обеспечивают из-за низкой критической плотности оптических лазеров. Высокие температуры, электронные плотности и высокие степени ионизации этого нового подхода могли бы принести новые возможности для более высокой яркости, существенно более короткой длительности импульса и высокой энергии фотонов. Рис. 2 показывает пример вычислений в RADEX  температуры, плотности, усиления и Z для урановой плазмы, нагретой от 200 — 400 Дж оптической, накачивающей энергии. Можно заметить, что очень высокая плотность и ионизация наступают в течении 1-2 пс, достигая Z~65. Усиление на Рис.2с показано для типичных 4d-4p J=0-1 переходов в Ni-подобных ионах. Существует несколько других переходов с приемлемым для SASE усилением или множество других для схем генераторов-усилителей. Высокая плотность электронов гарантирует короткую длительность процесса усиления, в этом случае ~ 400 фс, что после усиления с произведением длины на коэффициент усиления gl ~ 16 сократится в \sqrt{gl} раз, достигая 100 фс. Этот дизайн также доставляет параметры энергии и яркости, соревнующиеся с XFEL в диапазоне фотонов 0.03 — 1 КэВ. (SASE — лазер на свободных электронах, XFEL —  http://xfel.desy.de/)

Электро-разрядные рентгеновские лазеры                 

    С разрядами электрического тока обычно ассоциируется представление о том, что они чрезвычайно эффективны. Хотя в общем это верно в том смысле, что в итоге большая часть из первоначально запасенной энергии будет преобразована в тепловую энергию, для рентгеновских лазеров важно то, насколько большие температура и плотность электронов могут быть одновременно достигнуты во время разряда. Например, для лазерной генерации, использующей схему столкновительного возбуждения, для каждого Z существует оптимальный набор температур и плотностей. Поскольку без специальных механизмов формирования  импульса эти высокие температуры и плотности обычно достигаются в течении первого полу-цикла импульса тока, интересно проанализировать — какая доля запасенной энергии может быть рассеяна в нагрев плазмы в течении этого времени.     

      Для начальной простой оценки мы будем рассматривать типичные уравнения цепи переменного тока (LCR) с параметрами нагрузки, которые не меняются во времени. Таблица ниже показывает эти параметры вместе с напряжением, пиковым током, длительностью первого полу-цикла импульса, запасенной энергией, рассеянной в течении первой половины цикла энергией и эффективностью этого вложения (энергии), для случая капиллярных разрядов с тремя различными диаметрами в диапазоне от 3 см до 0.03 см. Параметры разряда были выбраны на основе приближенного аналитического масштабирования, чтобы дать подобные выходные параметры плазмы на пике сжатия. Этот выбор последовательно улучшался с использованием RADEX моделирования, чтобы обеспечить приблизительно одни и те же температуры и плотности во всех случаях.    

                                                                      3 см                     0.3 см                  0.03 см

Напряжение, вольт                                   200 000                300 000               150 000

Длительность импульса, нс                          430                        75                         17

Запасенная энергия, Дж                           2 800                      135                       2.03

Вложенная энергия, Дж                               25                         16                        1.94

Эффективность                                          <1%                       12%                      95%

     Как можно видеть, эффективность рассеивания запасенной энергии в течении первого полу-цикла тока очень различается для этих трех случаев. Формы тока (см. Рис. 3) также существенно разные. С одной стороны разряд в 3 см имеет синусоидальный ток, который очень медленно затухает через много циклов. С другой стороны, разряд в 0.03 см имеет асимметричный импульс тока, который быстро ослабляется высоким сопротивлением плазмы. Мы видим, что в случае капилляров в 0.03 см это высокое сопротивление ведет к намного лучшей эффективности нагрева в первом полу-цикле. Импульс тока больше всего определяется (RC)^{-1} характеристическим временем, в отличии от доминирования (LC)^{-1/2} характеристик в случаях 0.3 см и 3 см, и наибольшая часть  запасенной энергии прямо преобразовывается Джоулевским рассеиванием в тепловую энергию плазмы.     

Рис. 3. Формы электрического тока для случаев из таблицы выше

    Мы  должны заметить, что энергия, рассеянная в разрядах большего диаметра, распространяется в намного большем объеме, чем в случае маленьких капилляров (законы подобия требуют меньшей начальной плотности для капилляров большего размера). В капиллярном, мягком рентгеновском лазере важна только быстро сжатая и нагретая во время этого сжатия центральная части плазмы в 100-200 микрон. Для типичного Ar капиллярного, разрядного, мягкого рентгеновского лазера эта полезная область плазмы содержит только ~ 1 Дж тепловой и ионизационной энергии. Это означает, что из отмеченных 135 Дж запасенной энергии при 0.3 см меньше 1% энергии окончательно преобразовывается  в полезную плазму активной среды, и даже намного меньше в случае большего размера. В контрасте с этим, в случае микро-капиллярной плазмы 0.03 см эта доля примерно 25 — 30 %.  

    Здесь мы логически приходим к концепции, которая, будучи подтвержденной в экспериментах, может затмить по эффективности предыдущие быстрые капиллярные разряды. Благодаря меньшим токам этот ультра-быстрый микро-капиллярный разряд может быть сделан очень компактным. Также является важным тот факт, что тепловая и радиационная нагрузка на поверхность является приближенно такой же, как и в случае капилляров большего диаметра, использованных в существующих мягких рентгеновских лазерах, с некоторым потенциалом для дальнейшего улучшения.              

 Рис. 4. RADEX моделирование ультра-быстрого Ar 300 микрон микро-капиллярного разряда с пиковым током 3.9 кА.  Поверхностные графики от a) до d) представляют электронную температуру, электронную плотность, относительное количество Ne-подобных ионов Ar IX и усиление на 3p — 3s  J=0-1 переходах в Ar IX. Нормализованная серая шкала линейна от черного (0) до белого (1) с максимумом а) 75 эВ, b) 1.0e19 /куб.см  c) 0.9 и d) 3.5/см соответственно.       

    Рисунок 4 показывает результаты RADEX моделирования гидродинамики (a и b) и атомной кинетики (c и d) для таких микро-капилляров с импульсом тока ~ 4 кА. Мы выбрали и оптимизировали начальные и граничные условия, так что полученные параметры плазмы напоминают те, которые мы находим в обычном 3-4 мм капиллярном, Ar, мягком рентгеновском лазере, приводимым в действие электрическим током 20 — 40 кА  с длительностью импульса 50 — 70 на на основе [4].

    Этот новый подход к созданию мягких рентгеновских лазеров имеет много других преимуществ. Одним из которых, конечно, является его масштабируемость и потенциал для операций с более короткими длинами волн. С импульсами тока ~ 30 кА на пике амплитуды может стать возможным получить электронные температуры порядка 0.5 кэВ. Для сравнения, в нашей предыдущей работе мы использовали разряд большого тока 200 кА в капиллярах 3.3 мм, чтобы достичь температуры ~ 250 эВ в металлических парах Cd [12] и газообразном Ar  [13].        

перевод Дмитрия Зотьева

Перспективные схемы для рентгеновских лазеров следующего поколения: 3 комментария

  1. Авторы статьи ничего не пишут об испытании рентгеновского лазера с накачкой ядерным взрывом в ноябре 1980, хотя и ссылаются на статью [5] Кларенс Робинсон в «Aviation Week and Space Technology» от 1981 года, где в первый и последний раз появилась какая-то публичная информация об этом успешном эксперименте (все остальные ссылаются на публикацию К. Робинсон). Подробности в http://extremal-mechanics.org/archives/75 .

    Таким образом, в статье признается сам факт проведения относительно успешного теста с реальным ядерным взрывом в 1980. Но соответствующий источник накачивающей энергии авторы называют термоядерным (fusion source). Если это не оговорка, то возможно связано с тем обстоятельством, что все ядерные боеприпасы, кроме тактических ~ 1 килотонны, на самом деле являются термоядерными (т.е. двухступенчатыми).

  2. Предлагаемый подход с использованием материала из ориентированых в одну сторону, углеродных нанотрубок на первый взгляд годится только для лабораторных, настольных рентгеновских лазеров. Однако, если из такого материала изготовить нити с поперечной ориентацией нанотрубок, то параллельный пучок из миллионов таких нитей можно накачать энергией от ядерного взрыва. Но как долго проживет трубочная наноструктура в зоне радиационной диффузии ? Необходимо порядка наносекунды, иначе в суммарном импульсе от нитей не будет достаточного количества энергии. Описанный в статье процесс лазерного усиления длится порядка пикосекунды. Крайне сомнительно, что эта наноструктура продержится в тысячи раз дольше. Поэтому данная технология едва ли может иметь военную перспективу.

  3. Однако, изучение КэВ-ных квантовых переходов в никель-подобных и т.п. ионах урана крайне важно с точки зрения новых подходов к созданию инверсной населенности в плазме за счет более тонких механизмов, чем рекомбинация. Описанные в статье перспективные устройства являются инструментами таких исследований, открывающих путь к боевому рентгеновскому лазеру.