ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2004, том 30, № 2, с. 175-179
ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ
УДК 533.9.082.5+621.039.66
ДИАГНОСТИКА высокотемпературной лазерной плазмы по спектрально-временным характеристикам генерируемой гармоники 3ю0/2
© 2004 г. В. Н. Кондратов
ГНЦ РФ "Троицкий институт инновационных и термоядерных исследований"
Поступила в редакцию 24.07.2003 г.
Представлены и проанализированы результаты спектрально-временных измерений гармоники 3ю0/2, проведенных в экспериментах по облучению тонких прогорающих фольг лазерным импульсом при интенсивности ~1014Вт/см2. С помощью упрощенной модели, учитывающей детальный механизм генерации гармоники 3ю0/2, оценены изменяющийся во времени масштаб неоднородности плотности и температура плазмы в области четверти критической плотности по измеренным расстоянию между спектральными компонентами и отношению их интенсивностей.
1. ВВЕДЕНИЕ
Возможности использования спектрально-временных характеристик гармоники 3ю0/2 (ю0 -частота греющего лазерного излучения) для измерения параметров образующейся неоднородной высокотемпературной лазерной плазмы ограничиваются недостаточным пониманием механизмов ее генерации. Изучению гармоники 3ю0/2 посвящено большое количество работ (см. ссылки в [1]). В ранних исследованиях [2, 3] генерация гармоники 3ю0/2 в лазерной плазме объяснялась последовательностью процессов рождения ленг-мюровских волн в результате двухплазмонной распадной неустойчивости в области четверти критической плотности nc/4 и последующего комбинационного рассеяния (Thomson upscattering) греющего лазерного пучка на этих волнах. Измеренный спектр гармоники, как правило, двухком-понентный, состоящий из широких "красного" и "синего" пиков, подтвердил эти взгляды (см., например, ссылки в [3, 4]). В последующих экспериментальных и теоретических работах были наблюдены и обсуждены многие закономерности сложной картины явления (в частности, порог двухплазмонной неустойчивости и ее насыщение, корреляция интенсивности гармоники 3ю0/2 и эмиссии высокоэнергетических электронов). На основании этих исследований был предложен и апробирован метод определения локальной электронной температуры Te по спектральному расстоянию А^3/2 между компонентами гармоники (который, однако, дает несколько завышенные значения Te по сравнению с данными других методик [5]). Вместе с тем, до сих пор многие детали механизма генерации гармоники в короне лазерной плазмы остаются спорными и невыясненными (например, в некоторых работах синяя компо-
нента спектра вообще не наблюдалась). В ряде публикаций [6, 7] высказывается сомнение в возможности использования гармоники 3ю0/2 для диагностики параметров плазмы и плазменной турбулентности. Авторами этих работ предлагается объяснение особенностей спектра гармоники с помощью более сложной цепочки процессов: двухплазмонный распад - распад первичных плазмонов на плазмон и фонон - комбинационное рассеяние греющего света на вторичных плазмонах. Выяснение механизма генерации гармоники 3ю0/2 остается актуальным и требует постановки и проведения более широких экспериментальных исследований с привлечением дополнительных диагностических средств. Можно надеяться, что проверка таких закономерностей как зависимости интенсивности гармоники от характерного масштаба неоднородности плотности Ь (Ь = [п/йп/йх]п = „с/4), температуры плазмы, материала мишени позволит определить доминирующие процессы.
Настоящая работа посвящена анализу спектрально-временных характеристик гармоники 3ю0/2, полученных в экспериментах при умеренных интенсивностях лазерного облучения [8], и опирается на линейную теорию двухплазмонной неустойчивости [3, 4]. В работе на основании предложенной упрощенной модели генерации гармоники обсуждаются возможности определения характерного масштаба Ь профиля плотности плазмы из измерений интенсивностей красной и синей компонент гармоники.
2. ЭКСПЕРИМЕНТ
Спектрально-временные данные, полученные недавно в экспериментах по облучению мощным лазерным пучком тонких полимерных и металли-
-50А 2^0/3 50А
0п
1-
о к
2
3-
(а)
(б)
(в)
Рис. 1. Эволюция во времени спектра 3ю0/2 для мишеней из лавсана толщиной 3 (а) и 1.5 (б) и 0.8мкм (в). I = 1014Вт/см2.
ческих фольг, прогорающих за время лазерного импульса, а также толстых слоев из низкоплотных пористых материалов [8], предоставляют новые аргументы для установления основного канала генерации гармоники 3ю0/2. Эти эксперименты были проведены на лазерной установке МИШЕНЬ со следующими параметрами лазерного излучения: длина волны - 1.055 мкм, ширина линии генерации <0.5 А, длительность импульса ~3 нс по основанию, контраст ~106, энергия - до 100 Дж. Средняя интенсивность лазерного излучения, достигаемая с помощью фокусирующей линзы (//10) при почти нормальном падении пучка на мишень в вакуумной камере, менялась в диапазоне 5 х 1013-2 х 1014Вт/см2, при этом пороги возникновения двухплазмонного распада были превзойдены для всех использовавшихся мишеней. Для спектрально-временного анализа излучения гармоники 3ю0/2, собираемого в апертуру фокусирующей линзы, со спектральным (~1 А) и временным (~50 пс) разрешением использовалась комбинация дифракционного монохроматора МДР-3 с электронно-оптической камерой "Агат". Регистрация изображений на выходе электронно-оптической камеры, дающей развертку спектра гармоники во времени, производилась с помощью объектива "Лептонар 1П-4.5" и видеосистемы "У8-1аМет/8 56" с выводом на персональный компьютер.
Рассмотрим представленные на рис.1 типичные развертки спектров гармоники 3ю0/2, полученные в наших экспериментах [8] с плоскими пленочными лавсановыми мишенями толщиной с1 = 3 мкм (а), 1.5 мкм (б) и 0.8 мкм (в). Спектры являются двухкомпонентными, причем интенсивность красной компоненты существенно выше. В начале излучения гармоники 3ю0/2 часто наблюдается временная особенность, присущая
обеим компонентам спектра. Нарастание интенсивности гармоники 3ю0/2 происходит медленнее, чем импульса накачки (на частоте ю0) и максимальная интенсивность красной и синей компонент для полимерных мишеней достигается позже, когда интенсивность накачки уже спадает. Длительность свечения и красной, и синей компонент в спектре гармоники 3ю0/2 для мишеней толщиной менее ~2 мкм короче лазерного импульса, и это означает, что максимальная плотность плазмы в зоне взаимодействия за время облучения падает ниже четверти критической. Как видно на рис. 1, тонкие лавсановые мишени толщиной менее 3 мкм прогорают во время облучения, т.е. при разлете нагретой плазмы ее максимальная плотность становится ниже критической пс и даже ниже пс /4. Однако, при этом максимальная плотность плазмы при облучении мишени толщиной 3 мкм и более не падает ниже четверти критической. Видно, что спектральное распределение для прогорающих фольг (рис. 16, в) меняется во времени. Однако, интерпретация спектральных сдвигов и асимметричность спектра относительно точного значения 3ю0/2, связанная с движением плазмы, а также коротковолновое обрезание синей компоненты (рис. 16, в) в настоящей работе не рассматриваются, хотя, в принципе, анализ доплеровских спектральных сдвигов, измеряемых для различных длин волн (ю0, 3ю0/2, 2ю0), позволяет судить о профиле скорости в плазменной короне прогорающих мишеней. Отметим, что к моменту прогорания мишеней движение областей с пс и пс/4 происходит в направлении распространения греющего лазерного пучка.
3. АНАЛИЗ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ДАННЫХ
Полученные данные использовались для изучения временного хода интенсивностей спектральных компонент во времени и их отношения. Как пример, на рис.2 приведен график отношения интенсивностей красной и синей компонент 1к/1с гармоники 3ш0/2, полученный в эксперименте с алюминиевой фольгой толщиной 1 мкм при интенсивности лазерного излучения 2 х 1014Вт/см2. Отметим, что для повышения точности определения отношения интенсивностей красной и синей компонент при регистрации спектра гармоники красная компонента ослаблялась с помощью тонкого нейтрального фильтра (в 5 раз). На графике видно, что в течение лазерного импульса вплоть до момента прогорания фольги на ~2 нс 1к/1с монотонно растет, достигая значения ~8. Вне этого временного интервала оба сигнала не выделяются из фона и их отношение не имеет смысла. Возрастание 1к/1с разумно соотнести с динамикой разлетающейся плазмы, поскольку, как известно [3, 4], порог и усиление конвективной двухплазмон-ной неустойчивости зависят от характерного масштаба Ь неоднородности плотности плазмы. Обработка наших экспериментальных данных с помощью рассматриваемой ниже модели показывает увеличение со временем характерного масштаба Ь (для данных на рис.2 ко второй наносекунде Ь достигает ~150 мкм), что естественно для динамики прогорающих фольг [9].
При анализе интенсивности спектральных компонент гармоники 3ш0/2 необходимо рассматривать конкретную диаграмму волнового взаимодействия. Известно, что в результате двухплаз-монного распада при существенном превышении порога развития неустойчивости рождаются плазмоны с широким спектром волновых векторов к. В наших экспериментах [8] для фокусировки греющего излучения на мишень и для сбора света из плазмы на частоте 3ш0/2 использовалась линза с достаточно большим //й (~10). При этом, в случае практически нормального падения волны накачки и при наблюдении в направлении, противоположном падающему лазерному пучку, анализ конфигурации комбинационного рассеяния (генерации фотонов 3ш0/2) существенно упрощается, поскольку в трехволновом взаимодействии из всего спектра генерируемых плазмонов можно ограничиться рассмотрением только продольных плазменных волн с нулевой поперечной компонентой к±. Красный фотон (шк < 3ш0/2), выходящий из плазмы и регистрируемый в наших экспериментах, образуется при слиянии фотона накачки с красным плазмоном, распространяющимся в плазме от точки двухплазмонного распада в область более низких плотностей. Для формирования синей компоненты (шс > 3ш0/2) в на-
/к/ 4 15
10-
3
г, нс
Рис. 2. Отношение интенсивностей красной и синей компонент 1к/1с гармоники 3^/2, полученное в эксперименте с алюминиевой фольгой то
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.