facultatea de fizică Școala doctorală de...
TRANSCRIPT
UNIVERSITATEA DIN BUCUREȘTI
Facultatea de Fizică
Școala Doctorală de Fizică
Drd. Victor Gabriel COJOCARU
_____________________________________________________________________
OPTIMIZAREA EMISIEI DE RAZE X MOI
FOLOSIND PULSURI DE POMPAJ MULTIPLE _____________________________________________________________________
REZUMATUL TEZEI DE DOCTORAT
Conducător științific
Cercetător Științific Gradul I
Dr. Traian DASCĂLU
Bucureşti,
2018
1
CUPRINS
1 INTRODUCERE................................................................................................................................................................................. 2
2 FIZICA PLASMELOR PRODUSE CU LASERUL PENTRU OBŢINEREA EMISIEI DE RAZE X MOI .................................. 5
3 OBŢINEREA INVERSIEI DE POPULAŢIE ÎN PLASMĂ PENTRU GENERAREA EMISIEI DE RAZE X MOI .................... 6
4 OBŢINEREA DE PULSURI SCURTE MULTIPLE ÎN SISTEME LASER DE MARE PUTERE ............................................... 6
4.1 Obţinerea pulsurilor scurte multiple prin metoda separării spectrale ............................................................................................... 8
4.2 Obţinerea pulsurilor scurte multiple prin metoda separării energetice ............................................................................................. 9
5 ÎMBUNĂTĂŢIREA EMISIEI DE RAZE X MOI FOLOSIND PULSURI DE POMPAJ MULTIPLE ........................................12
5.1 Îmbunătăţirea emisiei de raze X moi folosind metoda separării spectrale la facilitatea laser TEWALAS din România ................. 13
5.1.1 Montajul experimental .......................................................................................................................................................... 13
5.1.2 Rezultate experimentale ........................................................................................................................................................ 14
5.1.3 Concluzii .............................................................................................................................................................................. 16
5.2 Îmbunătăţirea emisiei de raze X folosind diferite scheme de pompaj la facilitatea laser LASERIX din Franţa .............................. 17
5.2.1 Generarea unei surse de raze X moi eficiente prin schema clasică de pompaj la incidenţă razantă (GRIP) asistată de un laser
cu pulsuri de ns .......................................................................................................................................................................................... 17
5.2.2 Îmbunătăţirea emisiei de raze X moi folosind pulsuri de pompaj multiple obţinute prin metoda de separare energetică a
pulsurilor 22
5.2.3 Controlul şi optimizarea amplificatoarelor de plasmă folosind un puls lung şi două pulsuri scurte ......................................... 26
6 DEMONSTRAREA EMISIEI DE RAZE X MOI PE ŢINTE SOLIDE FOLOSIND TREI PULSURI DE POMPAJ COLINIARE
(TGRIP) ............................................................................................................................................................................................................43
6.1 Montajul experimental al schemei de pompaj TGRIP ................................................................................................................... 43
6.2 Rezultate experimentale obţinute cu schema de pompaj TGRIP ................................................................................................... 44
6.2.1 Optimizarea amplificatorului de raze X moi pentru amplificarea eficientă a unui semnal injectat .......................................... 44
6.2.2 Amplificarea emisiei de raze X moi în două etaje folosind configuraţia TGRIP .................................................................... 47
6.3 Concluzii ..................................................................................................................................................................................... 49
CONCLUZII GENERALE ..............................................................................................................................................................................51
BIBLIOGRAFIE ..............................................................................................................................................................................................57
1 Introducere
Odată cu descoperirea razelor X de către Rontgen în 1895 a fost deschis drumul unei mai bune înţelegeri
şi control al materiei la nivelul fundamental al atomilor, electronilor şi al spinului [1] . Aplicaţiile ulterioare
ce au la bază emisia de raze X au redefinit întregul domeniu al ştiinţei, cum ar fi fizica, chimia, biologia şi
medicina, acest lucru fiind susţinut de cele 19 premii Nobel acordate pentru cercetări conexe ce dovedesc
impactul şi utilitatea razelor X. Printre cele mai importante rezultate obţinute prin utilizarea emisiei de raze
X se numără: imagistica cu raze X, demonstrată de Rontgen; difracţia de raze X, care prezintă structura
atomică a materiei, dezvoltată de von Laue şi Braggs; spectroscopia de absorbţie şi emisia de raze X,
descoperită de către Barkla, aceasta punând în evidenţă structura învelişului de electroni a atomilor;
împrăştierea elastică a razelor X, demonstrată de Compton, care s-a dovedit a fi indispensabilă în vederea
măsurării acţiunilor colective de excitare şi a proprietăţilor vibraţionale şi elastice ale materiei; spectroscopia
de fotoelectroni care oferă informaţii despre legăturile moleculare şi legăturile din structura solidului,
demonstrate de Siegbahn, Spicer şi Turner, urmată de demonstatrea dependenţei de spin realizată de Siegman.
În Figura 1.1. este prezentat spectrul electromagnetic de la infraroşu până la regiunea razelor X, în care
în partea de sus sunt prezentate lungimile de undă, iar în partea de jos sunt figurate energiile corespunzătoare
fotonilor. Regiunile spectrale majore prezentate sunt: zona de infraroşu (IR) ce este asociată cu rezonanţa
moleculară; zona vizibilă de la roşu la violet; zona ultravioletului (UV) asociată cu radiaţia ionizantă; regiunea
ultravioletului extrem (EUV) şi regiunea razelor X moi (SXRL) care sunt subiectul acestei teze şi, în final,
regiunea de raze X dure (Hard X-ray) care sunt utilizate în analiza materialelor, cristalelor şi a probelor
biologice prin utilizarea unor tehnici de difracţie.
Figura 1.1 Spectrul electromagnetic al radiaţiei, de la infraroşu până la regiunea razelor X.
Regiunea ultravioletului extrem este plasată, în termeni de energie a fotonilor, între 30 eV şi 100 eV, ceea
ce corespunde, în termeni de lungime de undă, între 5 nm şi 40 nm. Zona spectrală corespunzătoare razelor
X moi este cuprinsă între 100 eV până la câţiva keV, iar zona razelor X dure este cuprinsă între 10 keV până
la câteva sute de keV.
3
Aşadar, în funcţie de lungimea de undă, energia fotonilor şi puterea de penetrare, razele X sunt împărţite
în două mari categorii: raze X moi şi raze X dure. Razele X dure, cu energii ale fotonilor de peste 10 keV, au
capabilitatea de a caracteriza structura atomică a materiei prin evidenţierea poziţiilor relative ale atomilor ce
sunt în componenţa materialelor. Cu ajutorul imaginilor obţinute prin difracţia de raze X a putut fi determinată
structura atomică reală a materiei. În zilele noastre, majoritatea noilor structuri macromoleculare sunt
analizate folosind radiaţia sincrotron. Totodată, datorită împrăştierii razelor X coerente, poate fi determinată
structura atomică a nano-structurilor [2], [3]. Mai mult decât atât, datorită utilizării controlate a energiei
fotonilor, absorbţia de raze X este folosită la scară largă. Un aspect important în studiul materiei folosind
razele X este reprezentat de combinaţia dintre rezoluţia spaţială la nivel atomic şi rezoluţia temporală mai
mică de o picosecundă a emisiei de raze X.
Razele X moi cu energii între 30 eV - 1keV, ce prezintă lungimi de undă şi energii ale fotonilor mai mici
decât în cazul razelor X dure permit studierea structurii electronice a materiei. Procedeele utilizate în acest
scop sunt: spectroscopia de raze X moi, spectroscopia de emisie de raze X, şi spectroscopia de fotoemisie.
Acestea oferă informaţii despre distribuţia electronilor pe orbitalii ocupaţi şi liberi ai moleculelor şi despre
energia benzilor de electroni, cu ajutorul cărora poate fi determinat modul în care sunt legaţi atomii. Prin
metoda imagistică bazată pe difracţia de raze X coerentă obţinută cu ajutorul laserilor cu electroni liberi
(XFEL) s-a ajuns recent la rezoluţii temporale de ordinul fs şi rezoluţii spaţiale de 1 angstrom [4].
Imagistica bazată pe utilizarea razelor X moi coerente a demonstrat o rezoluţie spaţială şi temporală
ridicată. În funcţie de proprietăţile fasciculului de raze X moi similare cu cele ale laserului de pompaj [5],
sursele secundare care generează armonici de ordin superior a căror emisie este în domeniul razelor X moi
[6], [7] sunt folosite pentru aplicaţii precum holografia [8] şi imagistica prin contrast de fază pentru
caracterizarea nanostructurilor [9]. Pentru obţinerea unei rezoluţii spaţiale (de ordinul nanometrilor) şi
temporală (de ordinul femtosecundelor) a imaginilor obţinute cu un singur puls, pulsul de raze X moi ar trebui
să atingă o energie de aproximativ 1 µJ şi o durată foarte scurtă, precum şi un front de undă de o calitate
ridicată. Până în prezent au fost demonstrare câteva aplicaţii de imagistică cu raze X obţinute cu un singur
puls [4], [8], [10], [11]. Rezultatele obţinute au încurajat dezvoltarea de surse secundare de raze X moi cu
energii ridicate, ultra-rapide şi cu un grad ridicat de coerenţă. Amplificarea razelor X moi a fost observată
pentru prima dată în 1985 [12], [13] şi, ulterior, s-a ajuns la o amplificare în saturaţie a emisiei spontane (ASE
- Amplified Spontaneous Emission) de raze X moi [14]. Excitarea tranzitorie prin coliziune folosind schema
de pompaj bazată pe un prepuls lung, de ordinul ns, urmat de un puls scurt, de ordinul ps, generat de un laser
în IR a redus semnificativ energia de pompaj cu care a fost obţinută o emisie în domeniul razelor X moi cu o
eficienţă ridicată faţă de ce fusese raportat anterior [15], [16]. Deşi prin excitarea tranzitorie de coliziune a
fost îmbunătăţită emisia de raze X moi din plasmă, durata pulsului de emisie a rămas limitată, fiind de ordinul
câtorva ps şi, totodată, emisia de raze X moi a prezentat o coerenţă spaţială redusă. Pentru a putea depăşi
aceste limitări, în termeni de durată şi coerenţă spaţială a fost propusă generarea surselor secundare de
armonici superioare [6], [7]. Sursele secundare de armonici înalte au prezentat coerenţă temporală şi spaţială
ridicată asemănătoare cu cea a fasciculului de pompaj utilizat pentru generarea lor [17], [18]. Cu toate că
armonicile de ordin superior prezintă caracteristici temporale şi spaţiale bune, energia emisiei este scăzută,
lucru ce face ca utilizarea lor să fie aproape imposibilă pentru experimente de imagistică ce folosesc un singur
puls.
Un pas important a fost făcut în anul 1995 [19] prin injectarea unui puls de armonici de ordin superior
într-un amplificator de plasmă în vederea amplificării. În 2004 a fost demonstrată pentru prima dată
amplificarea armonicilor de ordin superior injectate în amplificatorul de plasmă obţinut prin focalizarea unui
fasciul într-o celulă de gaz [20], obţinându-se o emisie total polarizată, o coerenţă spaţială ridicată şi o bandă
spectrală îngustă.
Următorul pas a fost făcut prin injectarea armonicilor de ordin superior, pentru obţinerea unei emisii de
raze X moi amplificate şi coerente, într-un amplificator de plasmă obţinut în urma interacţiei laserilor de mare
putere cu ţinte solide [21], [22], prezentat în Figura 1.2.
Figura 1.2 Diagrama experimentului de injectare a armonicilor de ordin superior obţinute într-o celulă
de gaz, într-un amplificator de plasmă obţinut pe o ţintă solidă [21]
Amplificatoarele de plasmă obţinute pe ţinte solide au un potenţial mult mai ridicat, în vederea generării
de plasme cu densităţi mai mari, decât cele obţinute în gaz. Densităţile mai mari ale plasmelor obţinute în
urma interacţiei pulsurilor laser cu ţinte solide au condus la o lărgire a spectrului de emisie [23] în domeniul
razelor X moi şi la o durată mai scurtă a emisiei.
Au fost obţinute emisii de raze X moi (SXRL) la lungimi de undă cuprinse între 3,56 nm (pe ţinte de Au
similare cu atomul de Ni) şi 60,8 nm (pe ţinte de S similare cu atomul de Ne). Emisii de raze X moi la lungimi
de undă mai scurte nu au putut fi obţinute din cauza faptului că acestea necesită energii de pompaj foarte
ridicate.
Lărgirea spectrului de emisie laser se datorează efectului Doppler, ca urmare a mişcării termice a ionilor,
cu energia cinetica 𝑘𝑇𝑖, obţinându-se o linie de profil Gaussian la semi-înălţime de:
Δλ𝑑
𝜆𝑑
= 7,7 × 10−15(𝑘𝑇𝑖
2𝑍)1/2
(1)
unde 𝑘𝑇𝑖 este exprimată în eV, iar 𝑍 reprezintă gradul de ionizare. În general, lărgirea liniilor spectrale
este de aproximativ 10-4 - 10-5, iar cea mai mică valoare măsurată a lărgirii linei spectrale a fost de 2 × 10-5,
obţinută în cazul unei emisii de raze X moi pe o ţintă Pd cu o structură similară atomului de Ni [24].
Durata pulsurilor emisiei de raze X moi depinde de timpul de viaţă al câştigului, care depinde puternic
de schema de pompaj utilizată şi de parametrii pulsurilor de pompaj [25]. A fost obţinută o durată de 2 ps a
emisiei de raze X moi pe o ţintă de Ag cu o structură similară atomului de Ni, în urma folosirii unui puls laser
de pompaj cu o durată de ordinul picosecundelor [25].
În general, emisa de raze X moi este obţinută prin amplificarea emisiei spontane (ASE - amplified
spontaneous emission) într-un mediu de câştig de plasmă de lungime l, ca urmare a duratei scurte de viaţă a
inversiei de populaţie şi a lipsei oglinzilor cu reflectivitate mare la lungimile de undă scurte ale emisiei.
5
Intensitatea integrată a spectrului de emisie laser creşte exponenţial cu lungimea mediului activ până ajunge
la o emisie în saturaţie. Intensitatea pentru o lărgire Doppler redusă a formei liniei poate fi exprimată folosind
formula Lindford:
𝐼 =𝜖𝑠(𝑒𝑔0𝑙 − 1)3/2
𝑔0(𝑔0𝑙𝑒𝑔0𝑙)1/2 (2)
unde 𝑔0 reprezintă coeficientul de câştig la centrul liniei şi 𝜖𝑠 este emisivitatea în funcţie de lungime.
Emisivitatea este energia integrată pe volum şi timp 𝑁𝑠𝐴𝑠𝑖.
Eficienţa de conversie 𝜂 = 𝐸𝑒/𝐸𝑝 a energiei pompate în mediul de amplificare 𝐸𝑝 şi energia de emisie
𝐸𝑒 este de ordinul 10-6, astfel energia emisiei de raze X moi este de ordinul µJ pentru energii de pompaj de
ordinul J. În lucrarea de faţă sunt prezentate rezultatele obţinute in studiul surselor secundare de raze X moi
ce funcţionează la o lungime de undă apropiată de 10 nm la o rată de repetiţie de 10 Hz cu o energie pe puls
de ordinul catorva µJ.
În cadrul acestei teze sunt prezentate studii experimentale pentru optimizarea amplificatoarelor de
plasmă, care emit radiaţie în domeniul razelor X moi, prin folosirea diferitelor scheme de pompaj. În Capitolul
2 sunt prezentate proprietăţile plasmelor obţinute în urma interacţiei laserilor cu ţinte solide. În Capitolul 3
este prezentat mecanismul inversiei de populaţie obţinut prin excitarea electronilor prin coliziune (CE -
colissional excitation) şi excitarea tranzientă a electronilor prin coliziune (TCE - transient collisional
exictation) în mediile de plasmă cu temperaturi şi densităţi ridicate. În următorul capitol este descrisă metoda
de obţinere şi amplificare a pulsurilor scurte de bandă largă cu derivă de frecvenţă (CPA - chirped pulse
amplification). Tot în acest capitol sunt prezentate două sisteme laser de mare putere bazate pe tehnologia
CPA, şi anume laserul de 19 TW TEWALAS, din cadrul Institutului Naţional de Fizica Laserilor, Plasmei şi
Radiaţiei (INFLPR) şi sistemul de 45 TW LASERIX, din cadrul Universităţii Paris Sud 11. Aceste două
sisteme laser au fost folosite pentru obţinerea şi amplificarea surselor secundare de raze X moi ca urmare a
interacţiei laser cu ţinte solide de Ag, Mo şi Ti, discutate în Capitolele 5 şi 6. După prezentarea sistemelor
laser TEWALAS şi LASERIX sunt descrie două metode inovative utilizate pentru obţinerea pulsurilor scurte
multiple, şi anume metoda separării spectrale şi metoda separării energetice (TFBS - thin film beam splitter).
În Capitolele 5 şi 6 sunt prezentate rezultate experimentale asupra emisiei de raze X moi în saturaţie
folosind cele două metode de obţinere a pulsurilor de pompaj scurte, multiple. În Capitolul 5.2.3 sunt
evidenţiate rezultatele obţinute în urma injectării armonicilor de ordin superior în amplificatoare de plasmă
obţinute cu diferite structuri de pulsuri multiple. Capitolul 6 prezintă amplificarea emisiei de raze X moi
obţinută în urma folosirii a două etaje de amplificare.
Capitolul final al acestei teze prezintă concluziile generale ale rezultatelor experimentale obţinute.
2 Fizica plasmelor produse cu laserul pentru obţinerea emisiei de raze X moi
Studiul plasmelor dense cu temperaturi ridicate reprezintă un subdomeniu de studiu al fizicii plasmei în
vederea generării emisiei de raze X. Acest tip de plasmă este găsit în stele şi, la o scară mai mică, este obţinut
în urma focalizării unui fascicul laser intens pe suprafaţa unui material. Fizica plasmei implică interacţia la
nivel microscopic dintre diferite particule încărcate prin intermediul câmpurilor electrice şi magnetice, un rol
important avându-l poziţia şi viteza lor. Plasmele produse cu laserul prezintă fenomene de interes atât liniare,
cât şi neliniare. Atunci când vorbim de fenomene neliniare ne referim la accelerarea particulelor care depinde
de parametri precum temperatură sau densitate. Procesele neliniare pot implica sumarea sau diferenţa de
frecvenţe, armonici şi fenomene mixte.
Pentru a genera emisie de raxe X moi plasma trebuie să fie formată din particule cu energii înalte, de la
100 eV, mergând până la câţiva keV, dacă luăm în considerare faptul că pentru a emite radiaţie în acest
domeniu în urma interacţiilor particulă-particulă, energia totală trebuie să se conserve. Acest proces poate fi
explicat prin radiaţia corpului negru. Energia de vârf a fotonilor este legată de temperatura mediului radiant,
astfel că razele X moi au nevoie de medii radiante cu temperaturi foarte ridicate. Pentru ca radiaţia emisă să
fie intensă, trebuie ca aceasta să provină dintr-un volum mic cu un număr mare de particule, cu densităţi
apropiate de cele ale solidelor. Temperaturile înalte din plasmă implică viteze mari, ceea ce face ca plasmele
dense cu temperaturi ridicate să se extindă şi să se răcească rapid. Pe măsură ce atomii din plasmă sunt total
ionizaţi, radiaţia emisă este o radiaţie cu spectru larg, datorată interacţiilor dintre electronii liberi şi ioni.
Spectrul de emisie al plasmelor dense cu temperaturi ridicate este format dintr-un spectru continuu larg
şi linii de emisie caracteristice tranziţiilor de pe păturile de electroni L şi K.
3 Obţinerea inversiei de populaţie în plasmă pentru generarea emisiei de raze
X moi
După obţinerea primului laser cu mediu activ de rubin, avand o lungime de undă de 694,3 nm în 1960
[36], comunitatea ştiinţifică a început imediat să caute metode de a dezvolta sisteme laser cu lungimi de undă
a emisiei din ce în ce mai scurte. Pe măsură ce energia unei tranziţii de emisie laser creşte, timpul de viaţă al
stării excitate scade, iar energia de pompaj necesară pentru a produce inversia de populaţie creşte. Ca urmare,
energia de pompaj trebuie să fie concentrată într-un puls care poate fi depus rapid în material. Odată cu
obţinerea emisiei laser în domeniul spectral al ultravioletului extrem (XUV), a apărut o nouă provocare, şi
anume, obţinerea de materiale care să reflecte sau să transmită eficient radiaţia la lungimile de undă scurte
specifice XUV, ceea ce face ca folosirea oglinzilor convenţionale să fie impracticabilă. Din acest motiv
cercetătorii şi-au schimbat abordarea pentru a rezolva acestă problemă. După câteva încercări făcute cu scopul
de a realiza un oscilator laser cu emisie în domeniul XUV [37], aceştia au căutat să ionizeze plasme cilindrice,
care s-au dovedit a genera pulsuri de raze X intense prin amplificarea emisiei spontane de-a lungul lungimii
lor. Modul evident de excitare a plasmei a fost prin focalizarea unui puls laser intens pe o ţintă solidă, ducând
asftel la realizarea laserului cu raze X.
Plasmele astfel obţinute reprezintă mediul de câştig al amplificatoarelor de raze X moi. Mediul de câştig
cu atomi puternic ionizaţi nu este stabil în timp, totuşi în plasmă există compoziţii specifice de ioni a căror
durată de viaţă este de ordinul nanosecundelor. Aceste specii de ioni necesare pentru obţinerea liniilor de
tranziţie laser trebuie să se găsească într-un număr mare în plasmă. Pentru a se putea obţine inversie de
populaţie cu ajutorul anumitor specii de ioni echilibrul de ionizare trebuie să fie stabil, acest lucru este obţinut
cu ajutorul speciilor de ioni ale căror niveluri şi subniveluri electronice sunt complet ocupate. Prin urmare
mediul activ foloseşte predominant un nivel de ionizare pentru a produce emisie laser. Speciile de ioni care
îndeplinesc aceste cerinţe sunt ionii similari atomilor de He (Z = 2), Ne (Z = 10), Ni (Z = 28) şi Pd (Z = 46).
Inversia de populaţie în mediile de plasmă este de obicei realizată printr-o schema cu trei niveluri de energie.
7
Nivelul superior este populat cu electroni, ca urmare a excitării prin coliziune, de pe nivelul fundamental, în
timp ce tranziţiile directe de pe nivelul superior către nivelul fundamental sunt interzise, iar nivelurile
inferioare sunt depopulate rapid ca urmare a proceselor radiative sau de coliziune. În Figura 3.1 este prezentat
principiul ce stă la baza generării emisiei laser din plasmă în trei etape:
În acest capitol vor fi prezentate diferite procese care au loc în plasmă şi care conduc la o inversie de
populaţie necesară generării de raze X moi (SXRL) bazate pe plasma indusă laser precum şi evoluţia
diferitelor scheme de pompaj a plasmei.
Figura 3.1 Principiul generării emisiei din plasmă în trei etape
4 Obţinerea de pulsuri scurte multiple în sisteme laser de mare putere
Rezultatele experimentale, ce stau la baza tezei de faţă, au avut ca scop optimizarea emisiei de raze X
moi pe ţinte solide folosind pulsuri scurte de pompaj multiple. Aceste experimente s-au desfăşurat în cadrul
a două facilităţi laser de mare putere. Primele experimente au fost realizate în cadrul facilităţii laser
TEWALAS, în Institutul Naţional de Fizica Laserilor, Plasmei şi Radiaţiei (INFLPR) şi, ulterior, au fost
realizate experimente în cadrul facilităţii LASERIX a Universităţii Paris-Sud 11 ce face parte din institutul
"Institut de la Lumiere Extreme" (ILE). Cele două sisteme sunt bazate pe tehnologia chirped pulse
amplification propusă şi demonstrată de G. Mourou[69] în anul 1985.
Pulsurile ultrascurte pot fi utilizate într-o gama variată de aplicaţii, cum ar fi: aplicaţii de chirurgie
oftalmologică şi neurochirurgie, teastarea dispozitivelor de tip semiconductoare ultrarapide sau testarea
efectelor neliniare în medii transparente [70], procesarea diferitelor tipuri de materiale[71], accelerarea de
particule sau generarea de surse secundare de radiaţii. Generarea a două sau mai multe pulsuri scurte cu
întârziere variabilă prezintă un interes ridicat în producerea cu laserul a plasmelor dense cu temperaturi
ridicate.
Metodele uzuale folosite pentru generarea pulsurilor multiple sunt în general metode scumpe, iar
implementarea acestora este destul de complexă. Unele dintre metode se bazează pe folosirea unui expandor
de pulsuri în configuraţie 4f pentru a modifica anvelopa pulsului [72] sau se bazează pe folosirea unor montaje
interferometrice [73].
În cadrul experimentelor au fost implementate două metode diferite folosite pentru a obţine pulsuri scurte
de pompaj multiple. Una dintre metode se bazează pe principiul separării spectrale a pulsului laser, în timp
ce cea de-a doua metodă presupune folosirea unui divizor de tip peliculă cuplat cu o oglindă plană.
4.1 Obţinerea pulsurilor scurte multiple prin metoda separării spectrale
În anul 2009 Ursescu a demonstrat o metodă de obţinere a pulsurilor scurte multiple prin modificarea
expandorului temporal al unui sistem laser CPA. Ca urmare a modificării expandorului temporal a fost
obţinută o separare spectrală a pulsurilor realizată cu ajutorul unei oglinzi plane ce a fost introdusă în
fasciculul expandat temporal şi, ulterior, pulsul reflectat şi cel nereflectat au fost aduse pe acelaşi drum optic
şi întârziate cu ajutorul unei linii de întârziere optice [78]. Pentru a putea obţine pulsuri scurte, coliniare,
multiple la facilitatea laser TEWALAS, a fost implementată metoda de speparare spectrală a pulsurilor în
expandorul temporal al sistemului laser CPA, aşa cum este prezentat în Figura 4.1. Acest lucru a fost posibil
datorită lărgimii spectrale a pulsurilor de 40 nm.
Figura 4.2 Principiul de obţinere al pulsurilor multiple utilizat la facilitatea TEWALAS. B (albastru) şi
R (roşu) reprezintă componentele spectrale ale pulsurilor. CM reprezintă oglinda plană cu ajutorul căreia
este relizată separarea spectrală a pulsurilor; FRM (fixed roof mirror) este o oglindă fixă de tip acoperiş;
MRM (mobile roof mirror) este o oglindă mobilă de tip acoperiş.
O porţiune din spectrul fasciculului laser expandat temporal a fost reflectată cu ajutorul unei oglinzi plane
pe o oglinda mobilă de tip acoperiş figurată cu MRM (mobile roof mirror), porţiunea nereflectată de oglinda
plană ajunge la rândul ei pe o oglindă fixă de tip acoperiş. După separarea spectrală, pulsurile sunt aduse pe
acelaşi drum optic cu ajutorul oglinzilor de tip acoperiş, aşa cum este prezentat în figura de mai sus. Pulsurile
multiple obţinute sunt ulterior amplificate în lanţul de amplificare al sistemului laser CPA şi, în final sunt
comprimate în compresorul optic. Astfel, în urma separării spectrale, amplificării şi comprimării sunt obţinute
pulsuri scurte coliniare multiple. Raportul de energie al pulsurilor multiple obţinute este dat de raportul dintre
energia fasciculului reflectat de oglinda de separare şi energia fasciculului nereflectat în urma amplificării.
Întârzierea temporală, a celor două pulsuri obţinute în urma separării spectrale este dată de distanţa dintre cele
două pulsuri. Această distanţă poate fi variată cu ajutorul oglinzii de tip acoperiş MRM ce a fost amplasată pe
9
o tranzlaţie motorizată. Astfel, în funcţie de distanţa dintre cele două pulsuri coliniare obţinute, întârzierea
temporală este de 3,3 ps pe mm. Întârzierea maximă obţinută a fost de 660 ps, ca urmare a lungimii translaţiei
utilizate de 200 mm. Raportul de energie al pulsurilor scurte a putut fi modificat de la 0,05 la 1.
4.2 Obţinerea pulsurilor scurte multiple prin metoda separării energetice
După ce au fost generate două pulsuri coliniare bazate pe metoda separării spectrale, obţinută prin
modificarea sistemului optic de expandare temporală a pulsurilor al sistemului laser Tewalas, a fost dezvoltată
o nouă metodă în vederea obţinerii de pulsuri scurte multiple cu raport de energie variabil şi întârziere
controlată. Această metodă este bazată pe folosirea unui divizor de fascicul de tip peliculă, o oglindă plană şi
o lamă semi-undă, folosită în teză sub denumirea de metoda TFBS (Thin film beam splitter scheme). Montajul
experimental este prezentat în Figura 4.5
Figura 4.5 Principiul de obţinere a pulsurilor scurte multiple folosind metoda TFBS
Divizorul de fascicul de tip peliculă prezintă sensibilitate la polarizare, acest lucru oferă posibilitatea
utilizării unei lame semi-undă cu ajutorul căreia poate fi variată reflectivitatea. Având posibilitatea modificării
controlate a reflectivităţii divizorului de fascicul am putut genera mai multe pulsuri scurte multiple cu un
raport de energie controlabil. Energia pulsurilor în urma separării folosind principiul menţionat anterior
figurat în imagine cu E1, E2, ..., En poate fi calculată după cum urmează:
𝐸1 = 𝐸𝑇𝑅
𝐸𝑛 = 𝐸𝑇(1 − 𝑅)2𝑅𝑛−2 , 𝑛 > 2
(43)
unde 𝐸𝑇 este energia totală a pulsului incident şi R este coeficientul de reflexie a intensităţii pentru o
anumită polarizare. Folosind formula de mai sus în Tabelul 4. 1 şi Tabelul 4. 2 este prezentată energia
pulsurilor scurte obţinute cu metoda TFBS pentru o energie de intrare a pulsului incident de 1J şi diferite
valori ale reflectivităţii divizorului de fascicul. Aşa cum reiese din tabelul de mai jos se pot obţine diferite
raporturi ale pulsurilor multiple obţinute. În cadrul experimentelor, ce stau la baza tezei de faţă, a fost nevoie
ca pulsurile multiple să aibă o energie crescătoare, aşadar reflectivitatea divizorului de fascicul de tip peliculă
utilizat în experimente a fost < 40%.
Reflectivitatea
divizorului de fascicul
10%
20%
30%
Energie incidentă (J) 1 1 1
Nr. puls Energie pulsuri
(mJ)
mJ mJ mJ
1 E1 100.0 200.0 300.0
2 E2 810 640 490
3 E3 81 128 147
4 E4 8.1 25.6 44.1
Tabelul 4. 1 Energia pulsurilor scurte multiple obţinute cu metoda TFBS. Energia pulsului scurt
incident utilizată ca exemplu este de 1J, iar reflectivitatea divizorul de fascicul de 10%, 20% şi respectiv
30%
Această metodă este versatilă şi permite generarea de pulsuri multiple a căror energie poate să fie şi
descrescătoare în cazul folosirii unui divizor de fascicul cu o reflectivitate mare, aşa cum este prezentat în
Tabelul 4. 2.
Reflectivitatea
divizorului de
fascicul 90% 80% 70%
Energie incidenta (J) 1 1 1
Nr. puls
Energie
pulsuri(mJ)
1 E1 900.0 800.0 700.0
2 E2 10 40 90
3 E3 9 32 63
4 E4 8.1 25.6 44.1
Tabelul 4. 2 Energia pulsurilor scurte multiple obţinute cu metoda TFBS. Energia pulsului scurt
incident utilizată ca exemplu este de 1J, iar reflectivitatea divizorul de fascicul de 90%, 80% şi respectiv
70%
Întârzierea dintre pulsurile scurte generate cu această metodă poate fi variată prin modificarea distanţei
dintre divizorul de fascicul şi oglinda plană. La o incidenţă a fasciulului de 45° şi pentru o distanţă 𝑙 între
oglinda plană şi divizorul de fascicul, distanţa dintre pulsurile multiple este de 2𝑙√2 aşa cum este prezentat
în Figura 4.5. Având în vedere viteza de propagare a luminii în vid de 3,3 ps/mm, rezultă o întârziere
temporală a pulsurilor multiple obţinute cu această metodă de 9,3 ps pe mm. În cadrul experimentelor
11
divizorul de fascicul a fost amplasată pe o translaţie motorizată şi, în acest fel, a fost controlată întârzierea
dintre pulsurile scurte multiple generate.
Figura 4.6 Modul de calcul al distanței dintre pulsurile scurte, multiple obținute prin separarea
energetică a pulsurilor folosind un divizor de fascicul și o oglindă plană pentru un fascicul laser incident
la 45°
Figura 4.7 Imagine din incinta de interacție în care este prezentat montajul experimental pentru obținerea
pulsurilor scurte, multiple folosind metoda separării energetice a pulsurilor scurte
Odată cu mărirea distanței dintre divizorul de fascicul și oglinda plană apare un defazaj spațial între
pulsurile multiple obținute. Acest lucru este corectat la nivelul țintei prin ajustări fine ale oglinzii plane.
Metoda a fost implementată cu succes la facilitatea laser Laserix în vederea îmbunătăţirii emisiei de raze X
moi pe ţinte solide folosind pulsuri scurte, multiple de pompaj. Rezultatele experimentale sunt prezentate în
Capitolul 5.
5 Îmbunătăţirea emisiei de raze X moi folosind pulsuri de pompaj multiple
În acest capitol este descrisă funcționarea unor amplificatoare de plasmă cu structura electronică de tip
Ne a ionilor, pe o ţintă de Ti şi de tip Ni, pe o ţintă de Ag şi Mo, au fost injectate armonici de ordin superior
in vederea amplificarii. Amplificatorul de plasmă a fost pompat cu o schema de pompaj GRIP modificată ce
implică o etapă de ionizare rapidă şi localizată.
În Capitolul 5.1 sunt prezentate rezultate experimentale obţinute la facilitatea laser TEWALAS, din
cadrul Institutului Naţional pentru Fizica Laserilor, Plasmei şi Radiaţiei. În aceste experimente, a fost propusă
o nouă schemă de pompaj ce utilizează un puls lung şi două pulsuri scurte (1L2S) cu scopul obţinerii unei
surse secundare de radiaţie în domeniul razelor X moi pe ţinte solide de Ag. Această metodă s-a bazat pe
modificarea sistemului optic de expandare temporală de pulsuri al sistemului CPA cu ajutorul separării
spectrale a pulsurilor, aşa cum am prezentat în Capitolul 4.4. Noul sistem 1L2S oferă un control mai bun al
dinamicii temperaturii şi ionizării în plasma ce emite raze X moi la o lungime de undă de 13,9 nm. Rezultatele
experimentale au demonstrat o îmbunătăţire de 12 ori a emisiei laser în cazul folosirii sistemului 1L2S, faţă
de schema clasică bazată pe un puls lung şi unul scurt (1L1S).
În Capitolul 5.2 sunt prezentate rezultate experimentale obţinute în cadrul facilităţii laser LASERIX din
Franţa, unde a fost realizată o nouă schemă de pompaj bazată pe excitarea tranzitorie prin coliziune pentru
obţinerea de surse secundare cu emisie în domeniul XUV, bazată pe configuraţia clasică GRIP, introdusă de
Keenan în 2003, modificată. Schema QAGRIP foloseşte un prepuls cu o durată de 6 ns generat de un laser
comercial adiţional cu scopul de a crea pe suprafaţa ţintelor o preplasmă. Sincronizarea externă precisă a celor
două sisteme laser utilizate permite controlul întârzierii dintre preplasmă şi pulsurile scurte de pompaj pe o
scală de nanoscunde şi cu o precizie de sub-nanosecundă. Această nouă schemă de pompaj a fost aplicată pe
trei ţinte diferite (Ag, Ti şi Mo) şi a fost obţinută o creştere a energiei SXRL în comparaţie cu DGRIP,
împreună cu o fiabilitate şi o simplitate mai mare decât în cazul GRIP.
Experimentele prezentate în Capitolul 5.3 reprezintă o îmbunătăţire a schemei de pompaj prezentată în
Capitolul 5.2 prin înlocuirea pulsului scurt de pompaj cu două pulsuri scurte obţinute prin metoda bazată pe
un divizor de fascicul de tip peliculă prezentat în Capitolul 4.5. Metoda de obţinere şi control a pulsurilor
scurte multiple bazate pe un divizor de fascicul de tip peliculă (TFBS) s-a dovedit a fi fiabilă şi uşor de
implementat. Relevanţa rezultatelor trebuie să fie analizată în contextul progresului recent în dezvoltarea
sistemelor laser cu rate de repetiţie de 100 Hz şi energii mari pe puls [79], [80] cu ajutorul cărora a fost
obţinută emisie de raze X moi [81]. Abordarea schemei de pompaj QAGRIP care elimină nevoia utilizării
liniilor de întârziere optică, prezentată în capitolul anterior, cuplată cu generarea de pulsuri scurte multiple
folosind un divizor de fascicul de tip peliculă face ca noua schemă de pompaj prezentată iîn acest capitol să
devină o schemă de pompaj de referinţă în vederea obţinerii emisiei de raze X moi pe ţinte solide.
Rezultatele obţinute şi prezentate în Capitolul 5.3 au condus la efectuarea unor noi experimente,
prezentate în Capitolul 5.4 ce au avut la bază studiul armonicilor de ordin superior injectate în amplificatoarele
de plasmă obţinute în urma unui pompaj bazat pe un puls lung şi două pulsuri scurte.
13
5.1 Îmbunătăţirea emisiei de raze X moi folosind metoda separării spectrale la
facilitatea laser TEWALAS din România
5.1.1 Montajul experimental
Pentru implementarea schemei de pompaj 1L2S a fost folosită metoda separării spectrale prezentată în
Capitolul 4.4 şi raportată în [78], [85]. Metoda se bazează pe modificarea sistemului optic de expandare
temporală a pulsurilor al sistemului laser TEWALAS şi permite obţinerea a două pulsuri scurte al căror raport
de energie poate fi variat de la 0% la 30%, iar întârzierea temporală dintre cele 2 pulsuri scurte poate să fie
de 600 ps. Testarea emisiei de raze X moi utilizând schema de pompaj 1L2S a fost realizată cu ajutorul
sistemul laser TEWALAS bazat pe tehnologia CPA. În cazul experimentului de faţă, energia laserului la ieşire
a fost limitată la 320 mJ înainte de compresie. Având în vedere eficienţa de transmisie a compresorului la
nivelul ţintei, energia maximă utilizată a fost de 200 mJ.
În Figura 5.1 este prezentat montajul experimental utilizat pentru studii comparative între metoda clasică
GRIP 1L1S şi metoda 1L2S propusă.
Figura 5.1 Montajul experimental folosit pentru generarea de raze X moi
Pulsul lung de 360 ps a fost focalizat pe o ţintă de Ag la incidenţă normală, folosind o combinaţie formată
dintr-o lentilă sferică, cu distanţa focală f = 500 mm, şi o lentilă cilindrică, a cărei distanţă focală f = 800 mm.
În urma combinaţiei dintre lentila sferică şi cea cilindrică a rezultat o linie focală cu o lungime de 2,8 mm şi
lăţime la semi-înălţime de 35 µm. Având în vedere faptul că a fost folosită o energie de 87 mJ pentru pulsul
lung şi dimensiunea liniei focale, intensitatea pulsului lung pe ţintă a fost de 2,5 × 1011𝑊/𝑐𝑚2. Durata
pulsurilor scurte a fost ajustată în timpul experimentelor de la 0,1 ps până la 6 ps, modificând distanţa dintre
reţelele compresorului optic. Pulsurile scurte au fost focalizate pe ţintă cu ajutorul unei parabole on-axis a
cărei lungime focală a fost de 457 mm. Pentru a obţine unghiul de incidenţă razantă la ţintă, parabola a fost
poziţionată la un unghi de 20° faţă de ţintă. Linia focală a pulsurilor scurte obţinută cu ajutorul oglinzii
parabolice a avut lungimea de 3,1 mm şi o lăţime la semi-înălţime de 25 µm. Luând în considerare durata
pulsurilor scurte de 1,2 ps şi energia de 125 mJ, intensitatea la nivelul ţintei a fost de 1,4 × 1014𝑊/𝑐𝑚2.
Liniile focale au fost măsurate şi suprapuse folosind un obiectiv de microscop împreună cu o cameră de
tip CCD. Fasciculele au fost suprapuse pe o ţintă de Ag a cărei lungime a fost de 6 mm. Emisia de raze X
moi, obţinută în urma interacţiei pulsurilor laser cu ţinta de Ag, a fost direcţionată printr-o diafragmă de 300
µm, o reţea de difracţie cu 1200 de trăsături/mm, produsă de firma Hitachi, şi apoi a ajuns pe un filtru de Zr,
cu o grosime de 1 µm, care a filtrat emisia de raze X de radiaţia de vizibil pentru a proteja camera CCD cu
sensibilitate în domeniul XUV, cu care a fost înregistrat semnalul de emisie.
5.1.2 Rezultate experimentale
Pentru a putea face un studiu comparativ între emisia de raze X moi obţinute prin metoda clasică GRIP
1L1S şi metoda propusă 1L2S, primele măsurători ale emisiei au fost făcute utilizând metoda de pompaj
1L1S. În acest scop a fost optimizată configuraţia 1L1S pentru obţinerea celei mai eficiente emisii de raze X
moi la 13,9 nm. Durata pulsului scurt a fost variată între 100 fs şi 6 ps obţinându-se o valoare maximă a
emisiei de raze X la o valoarea duratei de puls de 1,2 ps. Întârzierea tempoarală optimă dintre pulsul lung şi
pulsul scurt cu care s-a obţinut emisia maximă de raze X a fost de 185 ps. Întârzierea dintre pulsul lung şi
pulsul scurt în care a fost obţinută emisie de raze X a fost de 50 ps, lucru ce a mai fost raportat în cazul emisiei
de raze X generate cu un pompaj cu energii reduse[68].
Atunci când sunt folosite două pulsuri scurte, în configuraţia 1L2S, întârzierea optimă dintre pulsul lung
şi pulsurile scurte a crescut semnificativ depinzând de raportul de energie dintre cele două pulsuri scurte. În
cadrul experimentului au fost folosite trei raporturi de energie a pulsurilor scurte 8%, 15 % şi 22 % cu scopul
de a optimiza emisia de raze X moi. Astfel a fost demonstrat faptul că cel mai eficient raport a fost de 8 % şi
anume: din energia totală a pulsurilor scurte de 125 mJ au fost alocaţi 8 % reprezentând 10 mJ pentru primul
puls scurt, în timp ce, diferenţa de 92 % a fost alocată celui de-al doilea puls scurt, însemnând 115 mJ.
Figura 5.2 Efectul asupra emisiei de raze X moi datorat întârzierii dintre pulsurile scurte pentru cinci
întârzieri diferite între pulsul lung şi pulsurile scurte
În Figura 5.2 sunt prezentate rezultatele experimentale pentru cinci întârzieri diferite între pulsul lung şi
pulsurile scurte: 185 ps, 218 ps, 234 ps, 250 ps şi 284 ps. Cea mai bună configuraţie în cazul 1L2S a fost la o
întârziere dintre pulsul lung şi primul puls scurt de 234 ps, în timp ce întârzierea dintre pulsurile scurte a fost
15
de 12 ps. Aşa cum se poate observa din Figura 5.2, optimul emisiei de raze X moi în cazul configuraţiei 1L2S
este cu un ordin de mărime mai mare decât cel obţinut în cazul configuraţiei 1L1S
A fost făcută şi o estimare a energiei emisiei de raze X în cazul configuraţiei 1L2S, luând în considerare
transmisia filtrului de Zr, eficienţa reţelei de difracţie ce a fost calibrată la sincrotonul BESSY, mărimea
diafragmei şi eficienţa cuantică a camerei CCD cu sensibilitate în domeniul XUV. Pentru calcularea energiei
a fost folosită informaţia oferită de camera CCD, ca urmare a integrării valorilor obţinute pentru cinci pulsuri.
Astfel, pentru configuraţia 1L2S energia emisiei de raze X pe puls a fost de 32 nJ. Divergenţa maximă a
emisiei a fost de 5 mrad. A fost obţinut un raport ridicat între semnal şi zgomot de până la valoarea de 100,
fapt ce poate fi atribuit energiei joase de pompaj şi deschide calea către aplicaţii ale razelor X în experimente
de imagistică la o rezoluţie de ordinul nanometrilor.
În Figura 5.3 putem observa că cel mai mare câştig pentru configuraţia 1L2S a fost de 55 cm-1. În cazul
ţintelor cu lungimi mai mici de 1 mm nu a fost obţinută emisie de raze X, aşa cum este prezentat în Figura
5.3, acest lucru fiind datorat pompajului redus şi deflectării emisiei de raze X din zona de câştig. În cazul
lungimii ţintei de 2 mm a fost obţinut un produs între câştig şi lungimea sa de 11, care este comparabil cu
datele experimentale raportate pentru o emisie de raze X moi pe o ţintă de Mo [68].
Figura 5.3 Emisia de raze X moi pentru configuraţia 1L2S în funcţie de lungimea coloanei de plasmă
pe o ţintă de Ag. Câştigul obţinut a fost de 55 cm -1
Pentru a înţelege diferenţa dintre schemele de pompaj 1L1S şi 1L2S au fost făcute simulări cu ajutorul
modelului hidrodinamic EHYBRID. Acest cod poate genera simulări de tipul 1,5 D pentru dinamica de
ionizare a plasmei şi pentru câştigul emisiei de raze X [86]. În Figura 5.4 sunt prezentate valori ce reprezintă
dinamica temperaturii electronilor şi nivelul de ionizare pentru configuraţia 1L2S obţinute la diverse intervale
de timp. Momentul temporal 0 reprezintă timpul de sosire al primului puls scurt. În cadrul simulărilor au fost
utilizaţi următorii parametri experimentali, şi anume, întârzierea dintre pulsurile scurte de 13 ps şi energia
pulsurilor - 87 mJ pentru pulsul lung, 10 mJ pentru primul puls scurt şi 115 mJ pentru cel de-al doilea puls
scurt. Conform simulărilor momentul în care este obţinut cel mai mare câştig, în cazul schemei de pompaj
1L2S, este deplasat de la 23 ps către 16 ps, relativ la marginea de creştere a pulsului scurt, în timp ce o parte
a procesului de ionizare (14,5+ în loc de 12,5+) a fost deja realizată de către primul pulsul scurt.
Figura 5.4 Dinamica de ionizare a plasmei este figurată în imaginile de pe primul rând, iar dinamica
temperaturii electronilor pe cel de-al doilea rând. Numerotarea curbelor reprezintă evoluţia temporală în
picosecunde
Temperatura electronilor obţinută la momentul de câştig maxim creşte, de asemenea, de la 180 eV la 225
eV (o creştere de 25%). Temperatura ridicată obţinută, poate fi explicată prin timpul scurt de ionizare din
sistemul 1L2S, prin urmare plasma nu are mult timp la dispoziţie pentru a se răci, cum se întamplă în cazul
configuraţiei 1L1S. Astfel, temperatura ridicată a electronilor îmbunătăţeşte câştigul în abordarea pompajului
de energie joasă [52]. Regiunea cu cea mai mare zonă de câştig se deplasează cu aproape 30% faţă de ţintă;
acest lucru favorizează propagarea pulsului XRL în regiunea de câştig datorită reducerii gradientului de
densitate. De asemenea, cel mai mare câştig este cu 50% mai ridicat în cazul configuraţiei 1L2S.
5.1.3 Concluzii
În acest experiment, care a fost desfăşurat în cadrul facilităţii laser TEWALAS, din Institutul Naţional
pentru Fizica Laserilor, Plasmei şi Radiaţiei a fost propusă o nouă schemă de pompaj ce utilizează un puls
lung şi două pulsuri scurte (1L2S) cu scopul obţinerii unei surse secundare de radiaţie în domeniul razelor X
moi pe ţinte solide de Ag. Această metodă s-a bazat pe modificarea sistemului optic de expandare temporală
a pulsurilor sistemului CPA cu ajutorul separării spectrale a pulsurilor. Noul sistem 1L2S oferă un control
mai bun al dinamicii temperaturii şi ionizării în plasma ce emite raze X moi la o lungime de undă de 13,9 nm.
Rezultatele experimentale au demonstrat o îmbunătăţire de 12 ori a emisiei laser în cazul folosirii sistemului
1L2S, faţă de schema clasică bazată pe un puls lung şi unul scurt (1L1S). Câştigul de 55 cm-1 rezultat în urma
experimentelor este comparabil cu cel obţinut în cazul emisei de raze X moi pentru o ţintă de Mo [68] la
lungimi de undă de 18,9 nm. Câştigul mai mare obţinut experimental este în concordanţă cu simulările făcute
cu EHYBRID, indicând o creştere atât în câştig cât şi în temperatura electronilor, în comparaţie cu schema
17
1L1S. Rezultatele raportate deschid calea folosirii razelor X moi în domeniul EUV folosind laseri de pompaj
cu rată de repetiţie mare, în domeniul sutelor de Hz. Aceste lucruri se pot dovedi folositoare în extinderea
utilizării lungimilor de undă XRL către surse secundare de raze X cu lungimi de undă spre 4 nm, folosind
laseri de pompaj a căror energie să fie de ordinul zecilor de J, la o rată de repetiţie de 10 Hz.
Rezultatele experimentale obţinute au fost publicate în revista de specialitate OPTICS LETTERS: Pump
energy reduction for a high gain Ag X-ray laser using one long and two short pump pulses Banici, Romeo
A.; Cojocaru, Gabriel V.; Ungureanu, Razvan G.; Dabu, Razvan; Ursescu, Daniel; Stiel, Holger 2012 Optics
Letters 37(24) 5130-5132
5.2 Îmbunătăţirea emisiei de raze X folosind diferite scheme de pompaj la facilitatea laser
LASERIX din Franţa
5.2.1 Generarea unei surse de raze X moi eficiente prin schema clasică de pompaj la incidenţă
razantă (GRIP) asistată de un laser cu pulsuri de ns
Facilitatea LASERIX este concepută pentru a oferi două fascicule în domeniul ultravioletului extrem
(XUV) care pot fi folosite separat sau împreună. Primul fascicul este folosit pentru generarea de raze X moi
prin excitarea tranzitorie de coliziune a electronilor (TCE) pe ţinte a căror structură electronică este de tip Ni
sau de tip Ne (pot fi folosite ţinte de Mo, Ag sau Ti), iar cu cel de-al doilea fascicul sunt generate armonici
de ordin superior (HHG) în gaze rare [87]. În cadrul facilităţii laser pentru obţinerea razelor X moi este folosit
în mod uzual un laser bazat pe tehnologia CPA, cu mediu activ de Ti:Sa, cu o rată de repetiţie de 10 Hz şi o
putere de vârf de 100 TW. Începând cu anul 2010 a fost implementată o nouă schemă de pompaj ce presupune
o structură formată din două pulsuri scurte coliniare numită DGRIP [88]. Totuşi, într-un sistem clasic DGRIP
ce a demonstrat rezultate excelente pe ţinte de Molibden, a fost obţinută cu greu emisie în domeniul XUV,
având energie semnificativă şi durată de viaţă corespunzătoare pentru ţinte de Ag sau Ti. O metodă alternativă
la DGRIP este prezentată în cele ce urmează şi este o metodă bazată pe metoda clasică GRIP, care a
demonstrat o eficienţă ridicată în generarea de raze X moi (SXRL) pe o gamă variată de metale, fiind în
acelaşi timp şi foarte uşor de utilizat.
În această nouă schemă de pompaj pulsul lung, care în schema clasică GRIP este obţinut tot din laserul
CPA şi are o durată de ordinul sutelor de ps, este înlocuit cu un puls lung provenit de la un laser auxiliar, cu
o durată în domeniul nanosecundelor.
5.2.1.1 Rezultate experimentale
După optimizarea sursei de raze X moi obţinută pe o ţintă de Mo au fost comparate rezultatele experimentale
obţinute în schemele de pompaj DGRIP şi QAGRIP. Figura 5.6 prezintă energia pulsului în domeniul SXRL
măsurată integrat pentru câteva zeci de pulsuri consecutive la aceeaşi poziţie a ţintei.
Figura 5.5 Comparaţia energiilor emisiei de raze X moi pe o ţintă de Mo obţinute folosind schema
DGRIP (cercuri) şi schema QAGRIP (triunghiuri). Pulsurile SXRL generate prin folosirea schemei
QAGRIP au avut energii de două ori mai mari decât cele obţinute în cazul schemei DGRIP.
Energia obţinută în schema QAGRIP este aproape de două ori mai mare decât energia masurată folosind
schema DGRIP, utilizând cu doar 12% mai multă energie pe ţintă. De remarcat este faptul că durata pulsului
scurt de pompaj optim este de aproape două ori mai mare în cazul QAGRIP decât în DGRIP, acest lucru poate
fi observat în Tabelul 5.1:
Caracteristici/Ţinte Ti Mo Ag
𝝀𝑺𝑿𝑹𝑳 (nm) 32,6 18,9 13,9
Tipul de emisie de tip Ne de tip Ni de tip Ni
Z* 12 14 19
𝑬𝒊𝒐𝒏 (keV) 1,59 1,86 3,9975
Întârzierea optimă dintre pulsul
lung şi pulsul scurt (ns)
6
8
7
Durata optimă a pulsului scurt
(ps)
4 10 18
Tabelul 5. 1 Întârzieri optime între pulsul lung şi pulsul scurt şi duratele optime ale pulsului scurt
măsurate pentru emisii SXRL pe ţinte de Ti, Mo şi Ag. Energia exprimată în keV corespunde energiei
cumulative necesare pentru atingerea stării de emisie a unui atom.
Influenţa parametrilor temporali utilizaţi în schema de pompaj QAGRIP pentru generarea XUV a fost studiată
extensiv pe ţinte de Ag şi Ti. În
Figura 5.6 este prezentată energia emisiei în domeniul XUV pentru diferite întârzieri între pulsul lung şi
pulsul scurt şi pentru diferite valori ale duratei pulsului scurt.
19
Figura 5.6 Cartografierea energiei SXRL în raport cu întârzierea şi durata pulsului scurt de pompaj
pentru ţinte de Ag (fundal) şi Ti (imaginea din prim-plan). Ambele măsurători sunt reprezentate pe aceeaşi
scală de energie în vederea unei comparaţii directe a emisiei. Fiecare punct reprezintă media energiilor
măsurate cu mai mult de zece pulsuri pe o suprafaţă curată a ţintei şi este exprimată în unităţi arbitrare.
Energia optimă pentru ţintele de Ag a fost obţinută la o durată a pulsului scurt de 18 ps şi o întârziere de 7
ns faţă de pulsul lung. În cazul Ti, cea mai bună emisie a fost obţinută la o durată a pulsului scurt de 4 ps şi
o întârziere de 6 ns.
Pentru ţinta de Ag, pragul de emisie a fost observat la o întârziere de 3 ns şi zona de emisie cu eficienţă
stabilă variază între 6 şi 12 ns. Acest comportament se observă pentru pulsurile scurte de pompaj cu durată
relativ lungă, ce variază între 10 şi 20 ps. Energia SXRL optimă, obţinută la pulsuri de pompaj având o durată
de 18 ps, a fost de aproximativ 0.8 µJ, luând în considerare eficienţa cuantică a camerei şi transmisia filtrului.
În comparaţie, imaginea din prim-plan a Figurii 5.7 arată că este necesară o durată mult mai mică a pulsului
scurt (de la 2 până la 7 ps) cu întârzieri ce variază de la 5 la 10 ns în vederea obţinerii unei emisii eficiente.
Şi în cazul emisiei pe ţinte de Ti a fost estimată energia de ieşire optimă de 0.6 µJ pentru o durată a pulsului
scurt de pompaj de 4 ps şi o întârziere de 6 ns.
Pentru ţintele de Ag, simulările unidimensionale ale preplasmei create de laserul cu pulsuri lungi de 6 ns
Nd:YAG obţinute folosind codul hidrodinamic EHYBRID indică faptul că nivelul maxim de ionizare la
densitatea electronilor GRIP 𝑛𝑒 = 2 × 1020𝑐𝑚−3 are valoarea Z = 7 pentru o temperatură a electronilor Te de
20 eV, nivelul de ionizare la care se produce emisia fiind la Z = 19. Prin comparaţie, simulările făcute în cazul
preplasmei DGRIP arată un grad de ionizare apropiat de starea de emisie asemănătoare cu cea în cazul clasic
GRIP şi o temperatură a electronilor mai ridicată (Te = 60 eV). În schema QAGRIP, începând cu o ionizare
joasă a preplasmei, o parte din energia pulsului scurt de pompaj este folosită pentru a atinge atât nivelul de
ionizare al emisiei cât şi temperatura optimă a electronilor.
Această caracteristică poate fi observată şi în cazul SXRL în care piedestalul pulsurilor joacă un rol
important în procesul de ionizare al plasmei [84], [91]. În general, pentru toate configuraţiile de pompaj
folosite în vederea ionizarii plasmei, reiese că pentru o durată scurtă a pulsului de pompaj, temperatura
electronilor creşte mai rapid decât procesul de ionizare. Mai mult decât atât, temperatura electronilor poate să
scadă chiar înainte ca nivelul de ionizare favorabil emisiei să fie atins. O proporţie maximă a ionilor capabili
de emisie este obţinută cu mult după maximul pulsului de pompaj, la o temperatură a electronilor mult prea
mică pentru o inversie de populaţie eficientă. Pe de altă parte, dacă pulsul este lung, temperatura maximă se
atinge atunci când ionii de emisie au fost supra-ionizaţi. Aşadar, cele mai mari câştiguri sunt obţinute atunci
când panta temperaturii electronilor se potriveşte cu evoluţia stării de ionizare.
Această interpretare este susţinută de evoluţia observată în momentul în care se schimbă tipul de ţintă.
Tabelul 5. 1 prezintă durata optimă a pulsului scurt de pompaj observată pentru emisii de raze X moi de tip
Ne pe ţinte de Ti şi de tip Ni pe ţinte de Mo şi Ag. Pentru a se putea obţine niveluri mai ridicate de ionizare
în vederea eficientizării emisiei este necesar să existe un nivel mai ridicat de energie totală atribuită fiecarui
atom. Astfel, faza de ionizare a plasmei va fi mai lungă, necesitând o durată de pompaj optimă mai mare.
Întârzierea optimă este mai puţin sensibilă în funcţie de tipul de ţintă utilizată. O valoare optimă a
întârzierii a fost obţinută între 6 şi 8 ns, corespunzând finalului pulsului lung care generează preplasma.
Întârzierea optimă are un nivel mai degrabă plat pentru Ag, unde o emisie semnificativă este obţinută la 14
ps. În mod contrar, semnalul scade rapid în cazul ţintelor de Ti, după ce este atins nivelul optim de întârziere.
Această diferenţă în comportament poate avea legătură cu recombinarea plasmei la întârzieri mai lungi.
Totuşi, o durată de puls mai lungă ar trebui să compenseze această ionizare joasă. O altă explicaţie ar putea
avea legătură cu dinamica expansiunii preplasmei.
Poziţia regiunii de emisie în comparaţie cu planul ţintei este reprezentată în Figura 5.8 la diferite
întârzieri, atât pentru Ti, cât şi pentru Ag.
Figura 5.7 Măsurători ale variaţiei centrului emisiei de SXRL faţă de suprafaţa ţintei (µm) în raport cu
întârzierea dintre pulsurile de pompaj. Poziţia ţintei este stabilită la +/- 6µm. Durata pulsului scurt de
pompaj a fost fixată la 6 ps pentru compararea variaţiei centrului emisiei faţă de ţintă în cazul ţintelor de
Ag şi de Ti (cf. Figura 5.7)
21
Potrivit datelor experimentale prezentate în Figura 5.7, durata pulsului de pompaj a fost stabilită la 6 ps
pentru ambele tipuri de ţinte cu scopul de a avea aceleaşi condiţii de pompaj şi energii de emisie SXRL
comparabile. Distanţa maximă faţă de ţintă, atinsă de regiunea de emisie este mai mare pentru Ti şi este
obţinută la întârzieri scurte. Acest lucru poate fi asociat cu o viteză mai mare de extindere a preplasmei. În
ambele cazuri, zona de emisie se deplasează către ţintă, în cazul întârzierilor mari. Începutul acestei evoluţii
corespunde cu scăderea energiei de emisie SXRL odată cu întârzierea. Din nou, evoluţia este cu mult mai
mare în cazul ţintelor de Ti, comparativ cu cele de Ag. Pentru întârzieri scurte, extinderea plasmei este
atribuită pulsului lung de 6 ns generat de laserul Nd:YAG dublat în frecvenţă. Rata de ablaţie este ridicată şi
expansiunea plasmei împinge regiunea de densitate GRIP departe de ţintă. Pentru întârzieri mai lungi, atunci
când pulsul care generează plasma se termină, rata de ablaţie scade şi plasma se va rarefia, la un moment dat.
Zona de densitate GRIP se va muta înapoi către ţintă. Scăderea emisiei poate fi asociată cu o creştere a
lungimii gradientului de densitate. Apoi, energia pulsului de pompaj va fi absorbită într-un volum mai mare,
fapt ce va duce la un pompaj mai puţin eficient. Din acest motiv, cea mai rapidă extindere a preplasmei pe
ţinta de Ti va duce la o scădere mai rapidă a energiei SXRL odată cu întârzierea.
5.2.1.2 Concluzii
În acest experiment, a fost realizată o nouă schemă de pompaj bazată pe excitarea tranzitorie prin
coliziune pentru obţinerea de surse secundare cu emisie în domeniul XUV, bazată pe configuraţia clasică
GRIP introdusă de Keenan în 2003. Schema QAGRIP foloseşte un prepuls cu o durată de 6 ns generat de un
laser comercial adiţional cu scopul de a crea pe suprafaţa ţintelor o preplasmă. Sincronizarea externă precisă
a celor două sisteme laser utilizate permite controlul întârzierii dintre preplasmă şi pulsurile scurte de pompaj
pe o scală de nanoscunde şi cu o precizie de sub-nanosecundă. Această nouă schemă de pompaj a fost aplicată
pe trei ţinte diferite (Ag, Ti şi Mo) şi a fost obţinută o creştere a energiei SXRL în comparaţie cu DGRIP,
împreună cu o fiabilitate şi o simplitate mai mare decât în cazul GRIP. Rezultatele experimentale arată că
setul de parametri temporali pentru un SXRL eficient este mai restrictiv în cazul elementelor ce prezintă o
structură electronică de tip Ne ce produc emisie în domeniul XUV decât pentru cele cu o structură electronică
de tip Ni. În mod similar cu schemele TCE ce se bazează pe un puls de pompaj unic, preplasma în QAGRIP
atinge nivelul maxim de ionizare cu mult sub nivelul elementelor cu structură electronică de tip Ni sau de tip
Ne. O parte din energia de pompaj a pulsului scurt este aşadar dedicată atingerii nivelului corect de ionizare.
Durata optimă a pulsului de pompaj, care depinde mult de elementul din care este formată ţinta, creşte odată
cu nivelul de energie cerut pentru atingerea nivelului de ionizare necesar emisiei. Mai mult decât atât, această
schemă experimentală este flexibilă şi poate fi îmbunătăţită semnificativ prin introducerea unui puls scurt
adiţional de durata zecilor de ps, înaintea pulsului de pompaj [92]. Această structură a pulsului este generată
chiar înainte de ultimele componente optice de focalizare şi reduce temporal neconcordanţa dintre numărul
ionilor de emisie şi temperatura ideală a electronilor pentru obţinerea unei emisii eficiente. Acest lucru este
subiectul ce va fi prezentat în următorul subcapitol al tezei. O înţelegere mai aprofundată a comportamentului
plasmei QAGRIP şi a dinamicii SXRL a fost recent obţinută datorită amplificării cu succes a armonicilor
înalte [93], confirmând asftel fiablitatea schemei create.
Rezultatele obţinute folosind această schemă de pompaj au fost publicate în articolul cu titlul: "Q-
Switched laser assisted grazing incidence pumping (QAGRIP) for efficient soft X-ray laser generation"
Olivier Delmas, Moana Pittman, Kevin Cassou, Olivier Guilbaud, Sophie Kazamias, Gabriel V. Cojocaru,
Olivier Neveu, Julien Demailly, Elsa Baynard, Daniel Ursescu şi David Ros, în revista de specialitate
OPTICS LETTERS, Vol 39, Issue 21, pp. 6102-6105 (2014).
5.2.2 Îmbunătăţirea emisiei de raze X moi folosind pulsuri de pompaj multiple obţinute prin
metoda de separare energetică a pulsurilor
În subcapitolul anterior am prezentat schema de pompaj QAGRIP care a demonstrat o îmbunătăţire a
emisiei de raze X moi pe ţinte solide cu un factor de 2 mai mare rezultatele obţinute prin schema clasică GRIP
şi DGRIP.
În acest subcapitol este prezentată o nouă schemă de pompaj care reprezintă o îmbunătăţire a schemei de
pompaj QAGRIP prin utilizarea a două pulsuri scurte. Raportul de energie şi întârzierea pulsurilor scurte au
putut fi modificate într-un mod controlat. Noua metodă de pompaj utilizează un divizor de fascicul de tip
peliculă cu sensibilitate la polarizare şi o lamă semi-undă pentru reglarea raportului de energie al pulsurilor
scurte multiple generate, aşa cum a fost prezentat în Capitolul 4.5. Pe baza acestei metode, a fost efectuat un
studiu amplu al parametrilor de funcţionare pentru a obţine o emisie de raze X moi pe o ţintă de Ag, bazat pe
o schemă de pompaj ce presupune focalizarea sub formă de linie a unui puls lung cu durata de 6 ns, cu o
energie de 145 mJ şi o lungime de undă de 532 nm, la incidenţă normală şi două pulsuri scurte cu o energie
de până la 1,45 J, a căror durată a fost de ordinul câtorva picosecunde, la o lungime de undă centrală de 810
nm.
În mod tradiţional, dezvoltarea unei surse de radiaţie în domeniul ultravioletului extrem bazată pe emisia
unei plasme generate pe ţinte solide (SXRL), a fost demonstrată cu ajutorul mai multor pulsuri laser de pompaj
[54]. În cele mai multe cazuri, pulsurile sunt generate de către acelaşi sistem laser şi separarea temporală a
acestora a fost controlată folosind linii de întârziere optice [15], [68], [82], [83], [89], [94], [95]. În ultimii ani
au fost făcute mai multe demersuri în vederea înlocuirii metodei standard de pompaj cu una bazată pe un puls
lung (nanosecunde) urmat de un plus scurt (picosecunde) [84], [96]. Dintr-un punct de vedere general,
abordarea prezentată în acest subcapitol pentru generarea de XRL, pompajul cu un puls lung, urmat de două
pulsuri scurte, are scopul de a optimiza dinamica de ionizare a plasmei în vederea obţinerii unui câştig ridicat.
După demonstrarea principiului eficientizării emisiei de raze X moi folosind un puls lung şi două pulsuri
scurte [95], prezentat în această lucrare în Capitolul 5.1, este abordată şi prezentată o nouă schemă de pompaj
bazată pe un puls lung şi două pulsuri scurte. Rezultatele experimentele obţinute demonstrează faptul că
această metodă este cu adevarat universală: funcţionează pentru diferite tipuri de pre-plasmă şi diferite tipuri
de ţinte solide.
Utilizarea mai multor pulsuri scurte de pompaj s-a dovedit a fi foarte eficientă pentru optimizarea emisiei
de raze X moi. Principiul metodei folosite în experimentele prezentate în Capitolul 5.1 este bazat pe separarea
spectrală a pulsurilor laser în sistemului optic de expandare temporală de pulsuri al sistemului laser bazat pe
tehnologia CPA [84].
Deşi metoda folosită în experimentul desfăşurat la TEWALAS este flexibilă în vederea modificării
procentajului de energie dintre cele două pulsuri generate, metoda prezintă dezavantajul asociat cu
modificarea sistemului optic de expandare temporală a pulsurilor al sistemului laser, acestă modificare fiind
uneori dificil de implementat.
În cadrul experimentului prezentat în acest subcapitol a fost folosită o modalitate alternativă de a genera
pulsuri scurte multiple, bazată pe un divizor de fascicul de tip peliculă (TFBS) cu sensibilitate la polarizare,
aşa cum a fost prezentat în Capitolul 4.5. Unul dintre avantajele majore ale acestei abordări este separarea
completă a montajului experimental de sistemul laserului de pompaj într-un mod foarte simplu şi conservă
contrastul temporal al laserului de pompaj original.
23
Rezultate experimentale
O optimizare extinsă, bazată pe un puls lung cu o durată de 6 ns generat de un laser cu Nd: YAG, urmat
de un puls scurt generat de sistemul LASERIX (YAG1S) şi urmat de două pulsuri scurte (YAG2S) în
configuraţia clasică GRIP în vederea obţinerii emisiei de raze X pe ţinte de Ag a fost efectuată. În cazul
YAG1S, divizorul de fascicul de tip peliculă indicat în Figura 5.9 a fost îndepărtat. Atât întârzierea dintre
pulsul lung şi pulsul scurt cât şi durata pulsului scurt au fost variate în timp ce energia pulsului lung generat
de laserul Nd:YAG a fost fixată la 145mJ.
Figura 5.8 Energia emisiei de raze X pe o ţintă de Ag exprimată în µJ în cazul configuraţiei YAG1S.
Întârzierea dintre pulsul lung şi pulsul scurt a fost variată de la 1 la 6 ns şi, în acelaşi timp, durata pulsului
scurt a fost variată de la 1 la 20 ps
Energia integrată a emisiei de raze X obţinută în câmp apropiat este prezentată în Figura 5.8 şi este
exprimată în μJ. Ţinând cont de transmisia filtrului de Zr cu o grosime de 1,5µm, reflectivitatea oglinzii
multistrat şi eficienţa cuantică a detectorului Andor, cea mai mare valoare a energiei pe puls a emisiei obţinute
în cazul YAG1S a fost de 1μJ.
În cazul YAG1S valoarea maximă a energiei obţinute a fost observată atunci când au fost folosite pulsuri
scurte, cu o durată de peste 10 ps, şi o întârziere vârf la vârf faţă de pulsul lung a pulsurilor scurte de
aproximativ 4 ns. Pentru a genera mai multe pulsuri scurte, a fost implementat în sistem un divizor de fascicul
de tip peliculă, aşa cum este prezentat în Figura 5.9. Divizorul de fascicul produs de Idex-CVI, prezintă o
reflectivitate de 10% şi o transmisie de 90%. Am exploatat faptul că TFBS are o sensibilitate rezonabilă la
polarizare, ceea ce înseamnă ca am putut schimba valoarea reflectivităţii de la 2% până la 30% din totalul de
energie, folosind o lamă semi-undă λ/2. Modificarea polarizării prin rotirea lamei λ/2 conduce la raporturi de
energie diferite între pulsurile multiple generate. Divizorul a fost amplasat în faţa unei oglinzi la 45° faţă de
fasciculul incident. Modificarea distanţei dintre divizor şi oglindă oferă posibilitatea de ajustare a întârzierii
dintre cele două pulsuri scurte cu 3,3 ps/mm. Aşa cum este ilustrat în partea dreaptă a Figurii 5.9, de asemenea,
se observă o uşoară deplasare laterală a pulsurilor. Această deplasare a fost monitorizată cu un microscop de
înaltă rezoluţie cu CCD. Acest microscop, împreună cu gradele de libertate oferite de montura motorizată în
care a fost amplasat divizorul, oferă mijloacele necesare pentru a obţine o suprapunere perfectă a pulsurilor
lungi şi scurte. De remarcat că există pulsuri scurte suplimentare generate de reflexii multiple ulterioare între
divizor şi oglindă, dar energia lor este mică în comparaţie cu energia primelor două pulsurilor. Întârzierea
minimă care a putut fi obţinută a fost de aproximativ 14 ps, datorită suportului în care a fost amplasată oglinda.
Aceasta corespunde la o distanţă de 3 mm între divizor şi suprafaţa oglinzii, măsurată de-a lungul unei axe
normale la ambele suprafeţe.
O optimizare extinsă a fost efectuată, în configuraţia YAG2S în vederea obţinerii emisiei de raze X moi
pe ţinte de Ag. Trei configuraţii diferite pentru reflectivitatea divizorului au fost alese pentru a identifica
impactul pulsurilor scurte multiple asupra emisiei de raze X, respectiv 10%, 20% şi 30%. Rezultatele obţinute
pentru 10% şi 30% sunt prezentate în Figura 5.9. Semnalul cel mai puternic al emisiei, de 4.7μJ a fost obţinut
la o reflectivitate a peliculei de 30% şi o durată de 9 ps a pulsurilor scurte.
Figura 5.9 Energia emisiei de raze X pe o ţintă de Ag în cazul configuraţiei YAG2S pentru două
raporturi de energie a pulsurilor scurte 30% - 50% pe primul rând şi respectiv 10% - 80% pe cel de-al
doilea rând . Întârzierea dintre pulsul lung şi pulsurile scurte a fost variată de la 1 la 6 ns, iar întârzierea
dintre pulsurile scurte a fost variată conform: a) 14 ps; b) 20,6 ps; c) 33,8 ps.
Zona de câştig este centrată, în ambele cazuri, la aproximativ 20 µm faţă de suprafaţa ţintei. Figura 5.10
prezintă temperatura electronilor şi dinamica de ionizare simulate în cele mai bune configuraţii experimentale
pentru YAG1S şi YAG2S, începând cu sosirea pulsurilor scurte, la 20 µm faţă de suprafaţa ţintei. Spre
deosebire de cazurile raportate în [95] şi [84], unde durata optimă a pulsurilor scurte este mai mică de 1 ps,
în cazul de faţă durata optimă pulsului scurt este mai lungă, 6 ps - 9 ps. Această este o consecinţă a nivelului
de ionizare al plasmei iniţial scăzut de 6+ generată de pulsul lung produs de laserul Nd:YAG. Primul dintre
cele două pulsuri scurte are rolul de a ioniza plasma la aproximativ 15+ in 18 ps. Cel de-al doilea puls scurt
asigură ionizarea rămasă necesară pentru obţinerea nivelului de tip Ni, după 18 ps suplimentare, aşa cum este
ilustrat în Figura 5.10. Pentru comparaţie, dinamica de ionizare şi temperatura electronilor în cazul YAG2S
este reprezentată în aceeaşi Figura 5.10. Pentru evaluare, trebuie luată în considerare temperatura electronilor
aflaţi numai în starea de ionizare cu o structură electronică de tip Ni. Temperatura electronilor în cazul YAG2S
este cu 50% mai mare faţă de cea din configuraţia YAG1S atunci când ionii din plasmă ajung la structura
electronică de tip Ni, astfel ar putea fi explicate observaţiile experimentale.
25
Figura 5.10 Dinamica temperaturii electronilor şi dinamica gradului de ionizare în cazul YAG1S (linia
intreruptă) şi YAG2S (linia punctată). Linia orizontală reprezintă starea de ionizare de tip Ni (Z=19+) unde
are loc inversia de populaţie şi, implicit, emisia de raze X moi
O confirmare de scalabilitate a metodei a fost obţinută pe o ţintă de Ti unde a fost folosită aceeaşi schemă de
pompaj. O comparaţie a rezultatelor obţinute în cazul emisiei de raze X pe ţinta de Ti în cele două cazuri
YAG1S şi YAG2S este prezentată în Figura 5.13, unde intensitatea normalizată a emisiei obţinute este
descrisă la întârzierea optimă de 20,6 ps între pulsurile scurte şi raportul de energie optim dintre cele două
pulsuri scurte a fost de 30% - 50%.
Figura 5.11 Energia emisiei de raze X moi de tip Ne pe o ţintă de Ti, pentru schema de pompaj YAG1S
(stânga) şi YAG2S (dreapta). Energia maximă în cazul YAG2S a fost obţinută pentru un raport de energie
al pulsurilor scurte de 30% - 50% şi o întârziere între acestea de 20,6 ps.
Intensitatea la care a fost făcută normalizarea este valoarea maximă a emisiei obţinută în cazul YAG1S
şi aceeaşi scală de gri este utilizată pentru ambele cazuri. Se observă o îmbunătăţire a emisiei de raze X în
cazul ţintei de Ti de aproximativ şase ori pentru cazul YAG2S.
5.2.2.1 Concluzii
În acest subcapitol a fost prezentat un experiment ce a demonstrat utilizarea cu succes a unei noi metode
de pompaj, folosind un puls lung şi două pulsuri scurte, pentru îmbunătăţirea emisiei de raze X moi de tip Ni
pe ţinte de Ag şi de tip Ne pe ţinte de Ti. În urma utilizării metodei YAG2S a fost obţinută o îmbunătăţire a
emisiei de până la cinci ori mai mare decât în cazul utilizării metodei YAG1S. Metoda de obţinere şi control
a pulsurilor scurte multiple bazate pe un divizor de fascicul de tip peliculă (TFBS) s-a dovedit a fi fiabilă şi
uşor de implementat. Relevanţa rezultatelor trebuie să fie analizată în contextul progresului recent în
dezvoltarea sistemelor laser cu rate de repetiţie de 100 Hz şi energii mari pe puls [79], [80] cu ajutorul cărora
a fost obţinută emisie de raze X moi [80]. Abordarea schemei de pompaj QAGRIP care elimină nevoia
utilizării liniilor de întârziere optică, prezentată în subcapitolul anterior, cuplată cu generarea de pulsuri scurte
multiple folosind un divizor de fascicul de tip peliculă face ca noua schemă de pompaj prezentată în acest
subcapitol să devină o schemă de pompaj de referinţă în vederea obţinerii emisiei de raze X moi pe ţinte
solide.
Rezultatele obţinute folosind această schemă de pompaj au fost publicate în articolul cu titlul: "Thin film
beam splitter multiple shot pulses generation for enhanced Ni-like Ag X-ray laser emission" Gabriel V.
Cojocaru, Razvan G. Ungureanu, Romeo A. Banici, Daniel Ursescu, Olivier Delmas, Moana Pittman, Olivier
Guilbaud, Sophie Kazamias, Kevin Cassou, Julien Demailly, Olivier Neveu, Elsa Baynard şi David Ros, în
revista de specialitate OPTICS LETTERS, Vol 39, Issue 8, pp. 2246-2249 (2014).
5.2.3 Controlul şi optimizarea amplificatoarelor de plasmă folosind un puls lung şi două pulsuri
scurte
Dezvoltarea amplificatoarelor eficiente de raze X moi folosite ca medii active pentru injectarea şi
amplificarea altor radiaţii secundare coerente de raze X moi, precum armonicile de ordin superior, necesită
controlul extinderii spaţiale transversale a plasmei, controlul strălucirii şi al duratei de viaţă a câştigului. În
acest subcapitol este prezentat faptul că amplificatoarele de plasmă obţinute în urma unui pompaj cu un puls
lung şi două pulsuri scurte (1L2S) oferă avantaje în ceea ce priveşte controlul parametrilor enumeraţi mai sus
pentru emisia de raze X moi de tip Ni pe ţinte de Ag. De asemenea, este demonstrată o îmbunătăţire
semnificativă asupra controlului duratei de viaţă a câştigului obţinut prin schema de pompaj 1L2S pentru
emisia de raze X moi de tip Ne pe o ţintă de Ti. În amplificatoarele de raze X moi pot fi injectate şi amplificate
armonici de ordin superior (HH - High Harmonics), iar pentru amplificarea eficientă a acestora se face prin
controlul duratei de viaţă a câştigului, în termeni de o mai bună utilizare a energiei de pompaj şi o modalitate
de reducere a emisiei spontane amplificate în laserii cu raze X moi.
Aşa cum am prezentat în Capitolele 5.1 şi 5.2.2, schemele de pompaj bazate pe un puls lung şi două
pulsuri scurte (1L2S) au demonstrat o îmbunătăţire semnificativă în ceea ce priveşte emisia de raze X moi din
plasmă. În comparaţie cu schema de pompaj 1L1S, schema 1L2S permite controlul independent al expansiunii
plasmei, al dinamicii de ionizare şi al temperaturii electronilor.
Controlul îmbunătăţit al plasmei şi controlul ridicat al câştigului obţinut prin utilizarea schemelor de
pompaj 1L2S reprezintă un interes major în folosirea plasmelor astfel obţinute ca şi amplificatoare.
Amplificarea în plasmă a fost demonstrată pentru prima dată în anul 1995 [19] şi, ulterior, dezvoltată în [20],
27
[21], [97], [98] datorită caracteristicilor precum energie ridicată, coerenţă totală, pulsuri scurte şi controlul
polarizării emisiei rezultată în urma amplificării. Pentru a produce o amplificare optimă, întinderea spaţială şi
durata pulsului injectat "seed" trebuie să se potrivească cu cele ale amplificatorului. Schema de pompaj 1L1S
oferă o flexibilitate limitată în acest sens. Ca o alternativă, amplificatorul de plasmă obţinut prin pompajul de
tip 1L2S este investigat aici din punct de vedere spaţial, temporal şi energetic. Se arată că extinderea spaţială
transversală a amplificatorului şi strălucirea (energia emisă pe unitatea de suprafaţă) pot fi parţial decuplate.
Acest lucru permite o mai bună potrivire spaţială a pulsului injectat în amplificatorul de plasmă, cu o extracţie
ulterioară eficientă a energiei.
Datorită duratei de timp scurte a procesului de pompaj, câştigul este tranzitoriu. Dacă durata pulsului
injectat este mai scurtă decât durata de viaţă a câştigului, seed-ul deseori diminuează câştigul; dar imediat
după aceea, nivelul superior este populat ca o consecinţă a temperaturii ridicate a electronilor, datorită excitării
prin coliziune. Câştigul recuperat este epuizat prin emisie spontană amplificată (ASE), compromiţând
contrastul temporal, polarizarea şi proprietăţile de coerenţă ale pulsului de raze X moi rezultat. Amplificatorul
de plasmă obţinut, pe o ţintă de Ti, folosind o schemă de pompaj 1L2S a demonstrat faptul că funcţionează
cu o gamă largă de durate de puls de pompaj, ceea ce sugerează posibilitatea de a controla durata de viaţă a
câştigului. În particular, această gamă de durate de puls de pompaj include o configuraţie de pompaj care duce
la o durată de viaţă scurtă a câştigului, asemănătoare cu durata timpului de refacere a câştigului. În consecinţă,
trebuie să fie posibilă extragerea energiei stocate în amplificator utilizând doar un puls seed scurt, acest lucru
conducând la scăderea semnificativă a emisiei spontane amplificate parazitare (ASE).
5.2.3.1 Montaj experimental al amplificatorului de plasmă obţinut cu o schemă de pompaj de tip
1L2S
Montajul experimental utilizat pentru studiul unui amplificator de plasmă obţinut cu un pompaj de tip
1L2S a fost realizat la facilitatea LASERIX, aşa cum este prezentat în Figura 5.12. Au fost generate armonici
de ordin superior folosind o lentilă cu o distanţă focală de 1 m și o celulă cu gaz de Argon având o lungime
de 1 cm, la o presiune de 20 mbar, un puls laser cu o energie de 4mJ, cu o durată de 40 fs şi o lungime de
undă centrală a pulsului de 810 nm.
Figura 5.12 Digrama schematică a experimentului pentru amplificarea armonicilor de ordin superior
(HH) generate într-o celulă de gaz de Ar, ca urmare a injectării acestora într-un amplificator de plasmă de
tip 1L2S. Ar reprezintă poziţia celulei de gaz de Ar în care au fost obţinute armonicile de ordin superior
prin focalizarea unui puls laser de 4 mJ (figurat cu albastru). M1-M2 reprezintă oglinzi cu ajutorul cărora
este direcţionat fasciculul cu pulsuri lungi de 6 ns pe ţintă (figurat cu verde) pentru obţinerea preplasmei
amplificatorului. T indică poziţia ţintei solide, HWP este lama semi-undă λ/2, TF reprezintă divizorul de
fascicul folosit pentru generarea pulsurilor scurte multiple, M3-M5 sunt oglinzi folosite pentru transportul
pe ţintă al pulsurilor scurte şi MX1-MX3 reprezintă oglinzi multistrat folosite pentru direcţionarea emisiei
de raze X moi (figurate cu roz) către echipamentele de detecţie.
Montajul experimental prezentat în Figura 5.12 a fost implementat la facilitatea laser LASERIX şi în
Figura 5.13 este prezentată o imagine de ansamblu cu echipamentele folosite.
Figura 5.13 Imaginea echipamentelor utilizate pentru amplificarea armonicilor de ordin superior într-
un amplificator de plasmă de tip 1L2S, în cadrul facilităţii laser LASERIX.
Amplificatorul de plasmă pentru raze X moi a fost amplasat la o distanţă de 7 cm faţă de celula de gaz de
Ar. Au fost investigate două configuraţii pentru emisia de raze X moi de tip Ne şi de tip Ni pe ţinte de Ag şi
Ti. Datorită faptului că armonicile de ordin superior, obţinute prin focalizarea unui puls scurt laser de Ti:Sa
într-o celulă de gaz, conţin frecvenţa de tip Ne, pentru amplificatorul de plasmă în cadrul acestui experiment
a fost aleasă o ţintă de Ti deoarece aceasta emite raze X moi de tip Ne. Pentru pompajul amplificatorului de
plasmă a fost folosită schema 1L2S astfel: pentru pompajul pulsului lung s-a utilizat un laser Nd:YAG dublat
în frecvenţă, sincronizat cu un laser de Ti:Sa, utilizat pentru generarea pulsurilor scurte de pompaj [92], [99].
Energia pulsului lung, gaussian de 6 ns măsurat la semi-înălţime, a fost de 150 mJ şi a fost focalizat sub formă
de linie 4 𝑚𝑚 × 200𝜇𝑚 cu o lentilă cilindrică la incidenţă normală pe ţinta de Ti pentru obţinerea unei
preplasme.
Cel de-al doilea puls scurt de pompaj a fost generat cu sistemul LASERIX cu mediul activ Ti:Sa, bazat
pe tehnologia CPA care emite la o lungime de undă centrală de 810 nm, atingând, în experimentele de faţă, o
energie de până la 1,45 Joule pe ţintă. Durata pulsurilor scurte a fost variată, în acest caz, de la 40 fs până la
20 ps, prin modificarea distanţei între reţelele de difracţie ale compresorului optic. Optica de focalizare
folosită pentru pulsurile scurte a fost o oglindă sferică înclinată cu ajutorul căreia pulsurile scurte au ajuns pe
ţintă sub formă de linie, la un unghi de 20°. Linia focală a pulsurilor scurte a fost suprapusă pe ţintă cu linia
focală a pulsului lung generat de laserul Nd: YAG.
29
În acest experiment a fost folosită metoda bazată pe un divizor de fascicul de tip peliculă cuplat cu o
oglindă plană şi o lamă semiundă, prezentată în Capitolul 4.5, pentru obţinerea pulsurilor scurte multiple de
pompaj al amplificatorului de plasmă. Raportul de energie al pulsurilor scurte a fost variat între 10% - 30%
prin schimbarea polarizării, cu ajutorul unei lame semiundă. Întârzierea temporală dintre pulsurile scurte a
fost realizată prin varierea distanţei dintre divizorul de fascicul şi oglinda plană, amplasată înaintea lui, de la
1 mm la 4 mm, corespunzând unei întârzieri temporale de la 9 ps la 36 ps.
Rezultatul final a fost analizat de diferite sisteme. În cazul emisiei de raze X moi pe ţinta de Ti, care emite
la 32,6 nm, a fost amplasat un filtru de aluminiu cu grosimea de 300 nm la distanţa de 1 m faţă de
amplificatorul de plasmă pentru a separa emisia de raze X moi de laserul de pompaj în infraroşu (IR). În cazul
emisiei de raze X moi pe ţinta de Ag, s-au folosit filtre de Zr. A fost utilizată o oglindă multistrat la 45°
detaşabilă, poziţionată la 16 cm după primul filtru de Al, care a direcţionat fasciculul către camera CCD cu
sensibilitate în domeniul XUV şi către spectrometru. Atunci când oglinda multistrat este eliminată din
fascicul, emisia de raze X moi este măsurată cu ajutorul unui spectrometru de raze X moi. Acesta este format
dintr-o reţea de difracţie în transmisie (13 × 13𝑚𝑚2 cu 1000 trăsături/mm) şi o cameră CCD cu sensibilitate
în domeniul XUV. Fasciculul de raze X moi a fost direcţionat către reţeaua de difracţie în transmisie şi camera
CCD cu ajutorul unei oglinzi sferice, lucru ce a oferit o imagine sub formă de linie orizontală.
În plus, a fost folosit un sistem de imagistică în câmp apropiat pentru monitorizarea emisiei la ieşirea
amplificatorului de plasmă instalat. Acest sistem imagistic este format dintr-o oglindă sferică (cu o lungime
focală f = 0,5 m), o pereche de oglinzi plane din BK7 şi două filtre de Al detaşabile (a căror grosime a fost de
1 mm şi 0,3 mm). Oglinda sferică este folosită pentru a oferi o imagine mărită a emisiei de raze X moi de la
ieşirea din amplificatorul de plasmă, oglinzile plane de BK7 sunt utilizate pentru a reduce substanţial energia
pulsului de pompaj în IR şi cele două filtre de Al detaşabile contribuie la atenuarea fasciculului de raze X moi
pentru a nu satura imaginea obţinută cu camera CCD.
În Figura 5.14 se poate observa montajul experimental folosit pentru generarea de armonici superioare
în celula de gaz de Ar şi pentru obţinerea amplificatorului de plasmă pompat cu o structură de pulsuri de tip
1L2S. Ulterior, armonicile de ordin superior au fost injectate şi amplificate în amplificatorul de plasmă.
Figura 5.14 Imaginea camerei de interacţie a celor patru fascicule laser.
5.2.3.2 Proprietăţile amplificatorelor de plasmă de tip 1L2S folosite pentru amplificarea
armonicilor de ordin superior
Parametrii cheie ai amplificatoarelor de plasmă injectaţi cu armonici de ordin superior ce vor fi prezentaţi
în cele ce urmează sunt evoluţia spaţială a plasmei dense de amplificare, câştigul şi durata de viaţă a câştigului.
În cazul în care amplificatoarele de plasmă sunt pompate cu un puls lung şi unul scurt (1L1S) există o limitare
în ceea ce priveşte optimizarea acestora bazată pe energia pulsurilor de pompaj, durata acestora şi întârzierea
dintre ele. În abordarea pompajului bazat pe un puls lung şi două pulsuri scurte (1L2S) sunt introduşi doi
parametri, şi anume întârzierea dintre cele două pulsuri scurte şi raportul de energie al acestora. Aceşti doi
parametri au un rol semnificativ în optimizarea caracteristicilor amplificatoarelor de plasmă, conducând la o
îmbunătăţire semnificativă a energiei de emisie, lucru ce a fost demonstrat în experimentele prezentate
anterior în cadrul acestei teze.
Distribuţia de energie a emisiei de raze X moi obţinută prin imagistică în câmp apropiat permite
determinarea suprafeţei sursei de emisie la ieşirea din plasmă şi energia integrată a emisiei. Pentru a studia
suprafaţa sursei şi câştigul, în cadrul experimentului de faţă au fost variaţi sistematic patru parametri
principali, şi anume întârzierea dintre pulsul lung şi primul puls scurt 𝛿𝑡𝐿𝑆, durata pulsului scurt de pompaj
𝜏𝑆, întârzierea dintre cele două pulsuri scurte 𝛿𝑡𝑆𝑆 şi raportul de energie dintre cele două pulsuri scurte. În
figura Figura 5.15 sunt prezentate rezultatele obţinute atunci când s-a folosit schema de pompaj 1L1S pe o
ţintă de Ag. Rezultatele obţinute folosind schema de pompaj 1L2S sunt prezentate în Figura 5.16.
Figura 5.15 Valoarea energiei integrate a emisiei (stânga), dimensiunea sursei (centru) şi strălucirea
(dreapta) obţinute în cazul utilizării schemei de pompaj 1L1s pe o ţintă de Ag.
În Figura 5.16 sunt prezentate rezultatele obţinute atunci când s-a folosit schema de pompaj 1L2S, iar
întârzierea dintre pulsul lung şi primul puls scurt 𝛿𝑡𝐿𝑆 variază între 1 ns şi 6 ns, în cazul distribuţiei de energie
a pulsurilor scurte de 30% - 50% (raportul care a condus la o mai mare valoare a emisiei spontane amplificate)
şi întârzierea dintre pulsurile scurte 𝛿𝑡𝑆𝑆 care a fost variată de la 14 ps până la 33,8 ps. Ceea ce trebuie remarcat
în Figura 5.15 şi Figura 5.16 este faptul că pentru energia emisiei împreună cu dimensiunea sursei şi
strălucirea emisiei au fost folosite valori normate şi aceleaşi coduri de culori, iar acest lucru permite o
comparare vizuală rapidă a celor două rezultate obţinute. Fiecare valoare reprezentată a fost obţinută prin
31
medierea a cel puţin două valori. La valorile mici ale energiei de emisie au fost fluctuaţii semnificative de
până la 100%, iar pentru valorile mari ale energiei, aceste fluctuaţii au fost de până la 50%.
Figura 5.16 Măsurători ale emisiei de raze X moi de tip Ni pe o ţintă de Ag, în configuraţia 1L2S. În
coloana din stânga sunt reprezentate valoarile energiei de emisie integrate; în coloana din centru este
reprezentată întinderea spaţială a emisiei; în coloana din dreapta este prezentată strălucirea. Datele
reprezentate au fost obţinute pentru întârzieri între pulsurile scurte de 𝛿𝑡𝑆𝑆: a) 14 ps, b) 20,6 ps, c) 27,2 ps
şi d) 33,8 ps. Zonele marcate cu pătrat reprezintă dimensiuni ale sursei mari şi strălucire redusă,
triunghiurile indică zone cu dimensiuni mici ale sursei şi strălucire mare, iar cercurile corespund unor
dimensiuni mari ale sursei şi strălucire mare
Dimensiunea plasmei este determinată, în principal, de pulsul lung, în special de durata de pompaj care
corespunde întârzierilor dintre pulsul lung şi cel scurt 𝛿𝑡𝐿𝑆. Prin urmare, aceasta este mai mare atunci când
pulsurile laser lungi generate de un laser YAG cu o durată de câteva nanosecunde sunt folosite pentru crearea
de preplasme în locul pulsurilor necomprimate din sistemul laser de pompaj cu mediu activ de Ti: Sa, cu
durate mai mici de o nanosecundă, cu o energie similară.
Beneficiul unei lungimi mai mari a plasmei este legat de propagarea seed-ului în amplificatorul de plasmă
şi de extinderea spaţială a amplificatorului. Pe de o parte, lungimea mare a plasmei corespunde gradienţilor
indicilor de refracţie, astfel încât permite un timp de propagare mai lung pentru pulsul seed din plasmă, înainte
de a ieşi din regiunea de câştig. Pe de altă parte, lungimea mare a plasmei are un potenţial mai ridicat de a
găzdui volume mai mari de câştig, prin urmare, mai multă energie poate fi extrasă din amplificatorul de
plasmă.
Dimensiunea sursei este influenţată de ratele de încălzire şi de răcire prin conductivitate termică şi răcirea
prin expansiune a plasmei. În Figura 5.15, coloana din mijloc indică faptul că cea mai mare dimensiune a
sursei în cazul 1L1S este de două până la trei ori mai mică decât cea mai mare, obţinută cu 1L2S, aşa cum se
arată în Figura 5.16 din a doua coloană. Cea mai mare suprafaţă a sursei este obţinută pentru o întârziere între
pulsul lung şi pulsul scurt relativ mare, de 5 ns, conform legii de scalare a dimensiunii coloanei de plasmă.
Durata optimă a pulsului scurt de pompaj este însă mai mică în schema 1L2S, în timp ce energia de ieşire a
emisiei este de patru ori mai mare, ceea ce corespunde unei străluciri a sursei de două ori mai mare în cazul
1L2S. Zona cu cea mai mare dimensiune a sursei şi, simultan, cu o strălucire ridicată este marcată cu un cerc
în Figura 5.16 pentru o întârziere 𝛿𝑡𝑆𝑆de 14 ps.
Atunci când amplificatorul de plasmă este obţinut prin configuraţia 1L1S, cea mai mare strălucire este
obţinută la 𝛿𝑡𝐿𝑆 de aproximativ 3 - 4 ns, aşa cum se arată în Figura 5.15. Totuşi, în cazul configuraţiei 1L2S,
este obţinută o strălucire de 2,5 ori mai mare pentru întârzieri 𝛿𝑡𝐿𝑆 ce variază de la 2 ns la 5 ns, aşa cum se
arată în Figura 5.18, pentru întârzieri 𝛿𝑡𝑆𝑆 care variază de la 14 ps (Figura 5.16, b)) până la 28 ps (Figura
5.16, c)). Un set de parametri cu ajutorul cărora este obţinută o suprafaţă mică a sursei şi o strălucire mare
(c)) este marcată în imagine cu un triunghi, care corespunde unor pulsuri scurte de numai 4 ps şi o întârziere
𝛿𝑡𝐿𝑆 de 2ns, corespunzând dimensiunilor reduse ale plasmei, aşa cum era de aşteptat.
A fost identificat un al treilea regim de operare al amplificatoarelor de plasmă pentru întârzieri 𝛿𝑡𝑆𝑆 mari
de circa 34 ps, ce prezintă o dimensiune a sursei mare, cu o strălucire scăzută. Acest regim este marcat cu un
pătrat în Figura 5.16 d). Din nou, întârzierea 𝛿𝑡𝐿𝑆 mare de 5 ns indică o lungime mare a plasmei, în timp ce
întârzierea mare 𝛿𝑡𝑆𝑆determină reducerea strălucirii şi, prin urmare, câştigul din plasmă.
O comparaţie a profilurilor spaţiale ale emisei obţinute în câmp apropiat este prezentată în Figura 5.17.
Profilurile spaţiale comparate corespund a trei tipuri de surse diferite obţinute în configuraţia 1L2S. Ele
corespund unei străluciri mari şi o dimensiune mare a sursei (cerc), strălucire mare şi dimensiune mică a sursei
(triunghi) şi strălucire mică şi dimensiune mare a sursei (pătrat).
33
Figura 5.17 Comparaţie între profilele spaţiale ale emisiei dintr-un amplificator de plasmă obţinut prin
schema de pompaj 1L2S pe o ţintă de Ag. În imagine LaLb reprezintă o strălucire mare şi o dimensiune
mare a sursei (cerc), SaLb reprezintă o strălucire mare şi o dimensiune mică a sursei (triunghi) şi LaSb
reprezintă o strălucire mică şi o dimensiune mare a sursei (pătrat).
Emisia de raze X moi de tip Ne pe ţinte de Ti corespunde unui nivel mediu de ionizare de 12+, în timp
ce emisia de raze X moi de tip Ni pe ţinte de Ag corespunde unui nivel mediu de ionizare de 19+ care necesită
mai multă energie pentru a fi produs. De vreme ce a fost folosită o energie de pompaj similară atât pe ţinte de
Ag, cât şi pe ţinte de Ti pentru obţinerea de raze X moi, în cazul ţintelor de Ag procesul de ionizare a necesitat
mai mult timp decât în cazul ţintelor de Ti. Cu toate acestea, rezultatele experimentale pentru emisia de raze
X moi pe ţinte de Ti sunt similare cu cele obţinute în cazul folosirii ţintelor de Ag. Rezultatele experimentale
sunt prezentate în Figura 5.18 pentru schema de pompaj 1L1S, în timp ce rezultatele corespunzătoare schemei
de pompaj 1L2S sunt prezentate în Figura 5.19. Durata scurtă a pulsului de pompaj 𝜏𝑠 necesară pentru a
obţine o emisie puternică de raze X moi este redusă cu cel puţin un factor de doi pentru ţintele de Ti atât în
configuraţia 1L1S, cât şi în cazul 1L2S, comparativ cu cazul utilizării ţintelor de Ag. Energia emsiei de raze
X moi pe ţinte de Ti, obţinută în configuraţia 1L2S este de 6 ori mai mare decât emisia obţinută în configuraţia
1L1S. Acest lucru a fost prezentat şi în Capitotul 5.2.2 [92].
Figura 5.18 Valoarea energiei integrate a emisiei (stânga), dimensiunea sursei (centru) şi strălucirea
(dreapta) obţinute în cazul schemei de pompaj 1L1s pe o ţintă de Ti.
De asemenea, durata optimă a pulsului scurt de pompaj scade de la 6 ps până la 3 ps când se trece de la
schema de pompaj 1L1S la 1L2S. În cazul emisiei pe ţinte de Ti, energia ridicată a emisiei şi strălucirea mare
sunt observate simultan la aceiaşi parametri de pompaj.
Consideraţiile de mai sus ajută la alegerea unei configuraţii adecvate 1L2S pentru sistemele de
amplificare cu seed, unde durata pulsului amplificat şi durata de viaţă a câştigului în amplificator sunt similare.
Această condiţie este de obicei îndeplinită în sistemele de amplificare bazate pe plasmă, aşa cum a fost
demonstrat în [100] cu o configuraţie dublă de amplificare sau în sistemul CPA XRL propus în [97] unde s-
au folosit armonici ca seed în locul unei emisii de XRL.
Cu toate acestea, în cazul injectării directe a armonicelor de ordin superior, acest lucru nu mai este valabil,
deoarece durata pulsului armonicilor este în intervalul de zeci sau sute de femtosecunde. Pentru a avea o
imagine mai amplă a procesului de amplificare trebuie abordate aspectele temporale corespunzătoare
dinamicii de câştig. Trei parametri care au impact asupra duratei de câştig au fost scanaţi sistematic în
experimentele prezentate anterior, şi anume, durata pulsului scurt de pompaj 𝜏𝑆, întârzierea dintre cele două
impulsuri scurte 𝛿𝑡𝑆𝑆 şi raportul energetic dintre cele două pulsuri scurte r.
Într-o schemă de amplificare directă a unui puls de raze X moi provenit tot dintr-o emisie bazată pe
plasmă, durata de viaţă a câştigului va fi mai mică decât durata de viaţă a recuperării câştigului, pentru ca
energia stocată să fie transferată numai în semnalul amplificat. Într-un experiment de acest tip, prezentat în
[98], timpul de recuperare a fost măsurat la aproximativ 2 ps. Într-un alt experiment raportat în [100], folosind
două ţinte în vederea obţinerii unei emisii de raze X moi amplificată într-o configuraţie dublă de amplificare,
durata de viaţă a câştigului tranzitoriu într-un mediu cu structura electronică de tip Ni pe o ţintă de Ag a fost
determinată a fi în intervalul a 3 ps.
Durata pulsului emisiei de raze X moi obţinut prin metoda e pompaj la incidenţă razantă GRIP scade
odată cu scăderea duratei pulsului scurt de pompaj [101]. Durata pulsului SXRL trebuie să fie apropiată de
timpul de recuperare a câştigului pentru a reduce creşterea emisiei spontane amplificate în amplificatorul de
plasmă. Aşa cum am prezentat anterior, în cazul
35
Figura 5.19 Măsurători ale emisiei de raze X moi de tip Ne pe o ţintă de Ti, în configuraţia 1L2S. În
coloana din stânga sunt reprezentate valorile energiei de emisie integrate; în coloana din centru este
reprezentată întinderea spaţială a emisiei; în coloana din dreapta este prezentată strălucirea. Datele
reprezentate au fost obţinute pentru întârzieri între pulsurile scurte de 𝛿𝑡𝑆𝑆 de: a) 14 ps, b) 20,6 ps, c) 27,2
ps, d) 33,8 ps şi e) 40,4 ps
schemei de pompaj 1L2S, se pot defini trei tipuri de amplificatoare de plasmă cu caracteristici diferite:
strălucire mare şi o dimensiune mare a sursei, strălucire mare şi o dimensiune mică a sursei şi o strălucire
mică şi o dimensiune mare a sursei. Aceste trei moduri de funcţionare a amplificatoarelor de plasmă fac din
schema de pompaj 1L2S un candidat important în studiul amplificării armonicilor de ordin superior în aceste
tipuri de amplificatoare de plasmă.
Pentru a valida experimental această ipoteză, a fost testată injectarea armonicilor de ordin superior în
amplificatorul de plasmă. Plasma, cu ioni a căror structură a electronilor este de tip Ni, obţinută pe o ţintă de
Ti a fost produsă pentru aceste teste şi a fost injectată armonica a 25-a în vederea amplificării. Stabilitatea
energiei armonicilor de ordin superior a fost de ± 16% pentru 20 de pulsuri consecutive.
Când a fost folosită schema de pompaj 1L1S, amplificarea scăzută a semnalului din amplificatorul de
plasmă şi fondul ASE mare au împiedicat observarea amplificării, în ciuda coerenţei spaţiale şi temporale
foarte bune a pulsului de armonici înalte. Alternativ, schema de pompaj 1L2S a fost utilizată pentru
amplificarea armonicilor. În acest caz, a fost înregistrată o coerenţă ridicată a emisiei. Factorul de amplificare
al emisiei armonicilor a fost estimat la 180 pentru cazul optim de pompaj 1L2S. Durata de viaţă a câştigului
a fost măsurată la 2 ps în configuraţia în care durata pulsurilor scurte de pompaj a fost de 𝜏𝑆 = 4𝑝𝑠. Totuşi,
în cazul schemei de pompaj 1L1S, pentru a putea observa o amplificare a armonicilor de ordin superior a fost
nevoie de o durată a pulsurilor scurte mai mare, şi anume de 𝜏𝑆 = 9𝑝𝑠. În acest caz, durata de viaţă a câştigului
a crescut de la 2 ps la 4 ps. Chiar dacă injectarea armonicilor în amplificatorul de plasmă produs prin
configuraţia 1L1S a dat rezultate, acestea au fost mult mai slabe decât în cazul utilizării schemei 1L2S şi, prin
urmare, nu au putut fi deosebite de emisia spontană amplificată obţinută la ieşirea din amplificatorul de
plasmă. Aceste rezultate sunt în concordanţă cu rezultatele prezentate în [102] şi detaliate amănunţit în
Capitolul următor 5.2.4 şi întăresc ipoteza că durata de viaţă a câştigului este proporţională cu durata
pulsurilor scurte de pompaj [25], [101], [103], [104].
Acest rezultat are un impact asupra modului în care este realizat un amplificator de plasmă. Alegerea
obişnuită pentru un amplificator de plasmă, folosind schema de pompaj 1L1S, nu are flexibilitatea de a furniza
simultan atât pulsuri scurte 𝜏𝑆, cât şi câştiguri mari în experimente de pompaj cu energii relativ reduse. Durata
lungă de câştig a amplificatorului de plasmă a fost văzută ca o problemă critică în scalabilitatea emisiei de
raze X moi la energii mai mari prin amplificarea unui semnal seed [97] şi, pentru a depăşi această problemă,
a fost propusă o abordare prin utilizarea pulsurilor armonice de ordin superior ca seed. Schema de pompaj
1L2S elimină aceste probleme în timp ce permite o durată scurtă a pulsului de pompaj 𝜏𝑆, deci o durată de
viaţă a câştigului mai mică.
5.2.3.3 Caracteristicile fasciculului de armonici înalte folosit ca semnal injectat într-un
amplificator de plasmă
Înainte de a studia amplificarea armonicilor într-un amplificator de plasmă de tip Ne obţinut pe o ţintă de
Ti, într-o configuraţie de pompaj 1L2S au fost obţinute şi caracterizate armonici de ordin superior într-o celulă
de gaz de Ar.
A fost optimizată generarea de armonici de ordin superior într-o celulă de gaz de Ar şi rezultatele ce
conţin profilul spaţial şi profilul spectral al acestora. În Figura 5.20 a) este reprezentat profilul spaţial ce
prezintă o divergenţă de 2 mrad, iar în b) este prezentat spectrul de emisie al armonicilor de ordin superior.
37
Figura 5.20 a) Profilul spaţial al armonicilor de ordin superior; b) spectrul de emisie
Spectrul armonicilor a fost obţinut fără utilizarea oglinzii multistrat la 45°, lucru ce a făcut ca în imaginea
b), în partea stânga spot-ul să provină de la fasciculul infraroşu cu care au fost generate armonicile. Ordinul
zero al fasciculului IR, a cărui lungime centrală este de 810 nm, corespunde liniei centrale a spot-ului din
stânga imaginii b). Semnalul spectrului armonicilor de ordin superior poate fi observat în partea dreaptă a
aceleaşi imagini. Lungimea de undă de 32,6 nm care este de interes, în cadrul experimentului de faţă, este
marcată în b) şi reprezintă lungimea de undă a armonicii de ordin înalt cu numărul 25.
Figura 5.21 Stabilitatea armonicilor de ordin superior obţinută puls cu puls. Cele trei imagini
reprezintă profilul spaţial şi stabilitatea energetică obţinută de ±16%
De asemenea, a fost măsurată stabilitatea puls cu puls a energiei armonicilor de ordin superior şi
estereprezentată în Figura 5.21, împreună cu profilul spaţial. În urma măsurătorilor, pe 20 de pulsuri
consecutive, a fost obţinută o stabilitate de ±16%, ceea ce reprezintă o stabilitate bună pentru fasciculul
coerent de armonici ce urmează a fi injectate în amplificatorul de plasmă.
Pentru a putea sincroniza timpul de injectare al armonicilor cu cel de-al doilea puls scurt care pompează
amplificatorul de plasmă a fost folosit un montaj experimental bazat pe semnalul armonicii a doua generat
într-un cristal dublor BBO ca urmare a suprapunerii spaţiale şi temporale a pulsului care generează armonicile
de ordin superior şi pulsul scurt de pompaj. Semnalul armonicii a doua obţinut ca urmare a suprapunerii
temporale dintre cele două pulsuri a fost monitorizat cu o camera CCD aşa cum este prezentat în Figura 5.22.
Timpul de injectare 𝑇 = 0 𝑝𝑠 a fost stabilit ca fiind timpul la care armonicile de ordin superior şi cel de-al
doilea puls scurt ajung simultan la centrul amplificatorului de plasmă. Eroarea de aliniere a fost estimată ca
fiind ± 3 ps. Este important de notat că distanţa dintre celula de gaz şi centrul amplificatorului de plasmă a
fost de 7 cm. În urma sincronizării, armonicile de ordin superior au fost injectate în plasmă la diferite intervale
de timp.
Figura 5.22 Principiul de sincronizare utilizat pentru a controla momentul de timp în care a fost făcută
injectarea armonicilor înalte în amplificatorul de plasmă
În urma injectării armonicilor de ordin superior în amplificatorul de plasmă de tip Ni, pe o ţintă de Ti cu
o lungime de 2 mm, a 25-a armonică a fost amplificată ca urmare a tranziţiei 3𝑑94𝑑(𝐽 = 0) → 3𝑑04𝑝(𝐽 =
1).
Figura 5.23 Profilul spaţial al armonicilor amplificate pentru diferite întârzieri temporale ale
momentului de injectare faţă de vârful temporal al celui de-al doilea puls scurt de pompaj. Unghiul de
deflexie al emisiei amplificate a fost de 4 mrad.
Din imaginile prezentate în Figura 5.23 se poate observa o evoluţie temporală a amplificării armonicilor,
cu un maxim de amplificare la 𝑇 = 0,3 𝑝𝑠 . Acest lucru este datorat condiţiilor de pompaj prin excitare
tranzitorie de coliziune din plasmă, datorate configuraţiei de pompaj de tip 1L2S şi, totodată, se datorează
comportamentului hidrodinamic al plasmei dense. De asemenea, în imagini poate fi observat şi un fascicul
deformat, pentru fiecare întârziere, în stânga fasciculului seed amplificat. Intensitatea fasciculului deformat
variază în funcţie de timpul la care se face injectarea armonicilor. El este considerat a fi un fascicul de
armonici superioare amplificate distrus ca urmare a deflectării lui de plasmă, datorită gradientului de densitate
39
a plasmei. Indicele de refracţie al plasmei, ce a fost prezentat în partea teoretică a acestei teze, în Capitolul
3.2, ecuaţia (34), este proporţional cu 𝜆2. Indicele de refracţie al plasmei cuplat cu divergenţa fasciculului de
armonici superioare conduc către efectul de deflectare al armonicii a 25-a, a cărei lungime de undă este de
32,6 nm. Dimensiunea fasciculului armonicilor amplificate este de aproximativ 150 µm, fiind mai mare decât
zona eficientă de câştig, care este de aproximativ 40 µm, acest lucru conducând către faptul că nu toate
armonicile sunt amplificate şi, în imagini, putem observa un semnal de armonice neamplificate, deflectat.
Semnalul din stânga armonicii amplificate prezintă franje de interferenţă ca urmare a interferenţei.
Ulterior, am extras valoarea semnalului armonicilor superioare amplificate din planul de detectie, şi am
construit curba de amplificare în funcţie de timpii la care a fost făcută injectarea, aşa cum este prezentat în
Figura 5.24.
Figura 5.24 Linia neagră reprezintă curba de amplificare a armonicilor de ordin superior ca urmare a
injectării acestora într-un amplificator de plasmă de tip Ne, obţinut pe o ţintă de Ti, prin schema de pompaj
1L2S. Injectarea armonicilor a fost făcută la diferite intervale de timp raportate la timpul de sosire al celui
de-al doilea puls scurt (5 ps) de pompaj în plasmă. Linia roşie reprezintă profilul temporal al celui de-al
doilea puls scurt.
În Figura 5.25 sunt prezentate imagini obţinute în câmp apropiat ale a) armonicilor superioare, fără a fi
injectate în plasmă, b) emisia spontană amplificată a amplificatorului de plasmă şi c) armonicile superioare
amplificate în amplificatorul de plasmă. Toate cele trei imagini au fost obţinute folosind un filtru de Al, cu o
grosime de 300 nm. În imaginile b) şi c) marginea din dreapta reprezintă suprafaţa ţintei. În imaginea c),
semnalul puternic al armonicilor amplificate au saturat camera CCD atunci când a fost folosit un filtru de Al
de 300 nm. Acest lucru a încurajat obţinerea mai multor imagini în câmp apropiat pentru diferite lungimi a
coloanei de plasmă a amplificatorului. Aşadar, lungimea coloanei de plasmă a fost variată de la 1 mm până la
5 mm. A fost observată o creştere semnificativă a emisiei spontane amplificate pentru valori mai mari ale
coloanei de plasmă. Atunci când lungimea coloanei de plasmă a fost de 2 şi 3 mm, a fost folosit pentru
detecţie un filtru de Al cu o grosime de 0,3 µm, iar în cazul emisiei coloanelor de plasmă de 4 şi 5 mm a fost
folosit un filtru de Al cu o grosime de 1 µm. Rezultatele obţinute sunt prezentate în Figura 5.28 de unde se
poate observa că există o zonă densă a amplificatorului de plasmă, aflată la o distanţă de 15 µm faţă de
suprafaţa ţintei, care prezintă un câştig ridicat.
Figura 5.25 Imagini obţinute în câmp apropiat ale a) armonicilor superioare, fără a fi injectate în
plasmă, b) emisia spontană amplificată a amplificatorului de plasmă şi c) armonicile superioare
amplificate în amplificatorul de plasmă.
Figura 5.26 Emisia spontană amplificată generată de amplificatorul de plasmă pentru diferite lungimi
ale ţintei de Ti: a) 1,5 mm, b) 2,0 mm, c) 3,0 mm, d) 4,0 mm. Durata celui de-al doilea puls scurt de pompaj
a fost de 5 ps la semi-înălţime.
Ulterior, au fost injectate armonici de ordin superior în coloane de plasmă cu dimensiuni, iar rezultatele
obţinute sunt prezentate în Figura 5.27. Este interesant de observat că din aceste imagini se evidenţiaza trei
regiuni de plasmă diferite: plasma generală caldă, regiunea cu densitate mare şi fasciculul armonicilor de
ordin superior amplificate (spot luminos). Locaţia fasciculului de armonici amplificate este marcată în
imaginea b). Aşa cum se poate observa, există o separare între regiunea cu densitate mare a plasmei şi
fasciculul de armonici amplificate. Această regiune ar putea fi cauzată de refracţie atunci când emisia de raze
X moi se propagă în plasma densă. Pe măsură ce creşte lungimea plasmei, separarea dintre armonicile
amplificate şi zona de câştig devine puţin mai mare. Acest lucru se poate observa în special în Figura 5.27
d), unde doar plasma cu o densitate mare a fost vizibilă, în timp ce fasciculul de armonici amplificate a fost
41
deviat departe şi dincolo de zona de detecţie a sistemului. Se presupune că efectul de refracţie devine mult
mai puternic odată cu creşterea lungimii coloanei de plasmă.
Figura 5.27 Emisia de raze X moi generate din amplificatorul de plasmă ca urmare a amplifcării
armonicilor de ordin superior pentru diferite lungimi ale ţintei de Ti: a) 1,5 mm, b) 2,0 mm, c) 3,0 mm, d)
4,0 mm. Durata celui de-al doilea puls scurt de pompaj a fost de 5 ps la semi-înălţime. Dimensiunea
armonicilor de ordin superior la intrarea în plasmă a fost de aproximativ 60 µm, iar la ieşire, în urma
amplificării, dimensiunea lor a fost de 12 µm, 16 µm şi 20 µm pentru lungimi ale amplificatorului de
plasmă de 1,5 mm, 2 mm şi 3 mm. Pentru o lungime a amplificatorului de 4 mm, semnalul armonicilor
amplificate a fost deflectat în afara sistemului de detecţie.
A fost obţinută o refracţie puternică datorată propagării divergente a fasciculului de armonici de ordin
superior într-un mediu de plasmă cu un gradient mare al densităţii.
5.2.3.4 Concluzii
Amplificatoarele de plasmă ce prezintă o strălucire ridicată sunt limitate la o lungime de aproximativ 2
mm, deoarece emisia spontană amplificată a amplificatorului de plasmă devine dominantă peste semnalul
amplificat atunci când se utilizează coloane de plasmă mai lungi. Prin urmare, este necesar controlul
amplificării spaţiale a amplificatorului, câştigului şi duratei de câştig pentru o amplificare optimă. Reducerea
duratei de viaţă a câştigului, obţinută prin schema 1L2S, este benefică în reducerea emisiei spontane
amplificate.
În rezultatele experimentale ale acestui subcapitol, au fost optimizaţi parametrii unui amplificator de
plasmă pompat cu un puls lung şi două pulsuri scurte pentru amplificarea armonicilor de ordin superior.
Folosind schema 1L2S, s-a arătat că volumul câştigului şi strălucirea unui amplificator cu emisie spontană
amplificată de raze X moi de tip Ni pe o ţintă de Ag pot fi controlate.
În plus, durata de viaţă a câştigului a fost măsurată pentru durate 𝜏𝑆 diferite ale pulsurilor scurte de
pompaj folosind schema 1L2S pentru obţinerea emisiei de raze X moi de tip Ne pe o ţintă de Ti. Măsurătorile
indică faptul că durata de viaţă a câştigului este semnificativ redusă în acest caz şi, de asemenea, că câştigul
creşte.
Dacă durata de viaţă a câştigului este comparabilă cu durata pulsului injectat, poate fi de aşteptat ca să se
producă o inversie de populaţie completă în amplificator fără recuperarea câştigului, prin urmare, se poate
obţine o amplificare complet coerentă a fasciculului injectat în amplificatoarele de plasmă lungi.
Indicii de refracţie ai gradienţilor de densitate din plasmă limitează, de asemenea, lungimea utilă a unui
amplificator de plasmă. Dar şi aici, gama largă de întârzieri între pulsurile lungi şi cele scurte de pompaj,
realizate cu schema de pompaj de tip 1L2S, se corelează cu expansiunea spaţială transversală a
amplificatorului şi indică gradienţi scăzuţi la întârzieri lungi 𝛿𝑡𝐿𝑆, acest lucru făcând posibilă utilizarea
amplificatoarelor de plasmă mai lungi.
Rezultatele obţinute prezentate în acest subcapitol au fost publicate în articolul cu titlul: "One long and
two short pumping pulsed control for plasma x-ray amplifier optimization" Gabriel V. Cojocaru, Razvan
G. Ungureanu, Romeo A. Banici, Daniel Ursescu, Olivier Guilbaud, Olivier Delmas, Andrea LeMarec,
Olivier Neveu, Julien Demailly, Moana Pittman, Sophie Kazamias, Sameh Daboussi, Kevin Cassou, Lu Li,
Annie Klisnick, Phillipe Zeitoun, David Ros, în revista de specialitate OPTICS EXPRESS, 2016 Jun 27;
24(13):14260-70
43
6 Demonstrarea emisiei de raze X moi pe ţinte solide folosind trei pulsuri de pompaj coliniare
(TGRIP)
În acest capitol este prezentată o eficientizare a emisiei de raze X moi de tip Ni, obţinută pe o ţintă de
Mo, bazată pe schema de emisie prin excitare tranzitorie de coliziune. Extinderea schemei de pompaj ce
presupune focalizarea a două pulsuri coliniare la un unghi de incidenţă razantă, la o schemă de pompaj bazată
pe utilizarea a trei pulsuri coliniare, dintre care un plus cu o durată de nanosecunde şi două pulsuri consecutive
scurte cu durate de 3 ps a condus la o îmbunătăţire a emisiei de raze X moi de până la şase ori mai mare decât
ce a fost raportat în literatură, pentru o energie de pompaj totală de 0,7 J. În plus, este arătat faptul că această
configuraţie poate fi extinsă la o schemă de pompaj în două etape ce permite ca amplificarea unei emisii de
raze X moi, produsă într-un amplificator de plasmă, să fie injectată şi amplificată ulterior într-un alt
amplificator de plasmă.
6.1 Montajul experimental al schemei de pompaj TGRIP
Montajul experimental pentru o singură etapă de amplificare şi, respectiv, două etape de amplificare este
prezentat în Figura 6.1:
Figura 6.1 a) Configuraţiile temporale posibile pentru structura celor trei pulsuri. Durata pulsurilor
este măsurată la semi-înălţime, iar întârzierea temporală dintre pulsuri este măsurată vârf la vârf
b)Montajul experimental unde OAP = parabolă off-axis şi SM = oglindă sferică [111]
Fasciculul laser generat de laserul PHELIX, a cărui diametru este de 70 mm, cu o rată de repetiţie de
0,006 Hz este împărţit în două fascicule cu ajutorul unei oglinzi rectangulare. Aproximativ 30% din energia
totală a fasciculului incident, de 2,2 J, a fost trimis în incinta de interacţie cu ajutorul unei linii de întârziere
şi, ulterior, focalizat sub formă de linie pe ţintă cu ajutorul unei oglinzi sferice. Lungimea liniei focale pe ţintă
a fost de 5,4 mm, la un unghi de incidenţă razantă pe ţintă de 28°. Acest prim fascicul a fost folosit pentru
generarea unei emisii de raze X moi de tip Ni pe o ţintă de Mo, emisie ce a fost ulterior folosită ca seed pentru
44
cel de-al doilea amplificator de plasmă. Cel de-al doilea fascicul cu o energie de 70% din energia totală a fost
direcţionat pe o oglindă parabolică off-axis, cu o lungime focală 𝑓 = 350𝑚𝑚 şi apoi a fost focalizat sub
formă de linie pe o a doua ţintă de Mo (𝑙 = 2𝑚𝑚) la un unghi de 68°, cu ajutorul unei oglinzi sferice. Cel de-
al doilea fascicul a fost folosit pentru obţinerea celui de-al doilea amplificator de plasmă. Cele două ţinte de
Mo au fost montate pe o translaţie motorizată, iar ţinta de Mo folosită pentru amplificatorul de seed a fost
montată şi pe un motor de rotaţie pentru a permite semnalului seed să fie injectat într-un mod controlat în
amplificatorul de plasmă. Distanţa dintre cele două ţinte a fost de 20 mm. În Figura 6.2 este prezentată o
imagine din incinta de interacţie cu cele două ţinte de Mo.
Figura 6.2 Imagine din incinta de interacţie cu cele două ţinte de M
Sistemul de detecţie al emisiei a fost alcătuit dintr-o oglindă multistrat, cu o reflectivitate de 50% la
lungimea de undă de 18,9 nm şi o cameră CCD (Princeton Instruments PIXIS-XO 1024B) amplasată la o
distanţă de aproximativ 1m faţă de ţintă. Pentru a opri radiaţia în IR şi pentru a atenua pulsurile de raze X moi
înainte de a ajunge pe camera CDD a fost folosit un set de filtre de Al.
6.2 Rezultate experimentale obţinute cu schema de pompaj TGRIP
În prima fază a fost optimizată emisia de raze X moi de tip Ni pe prima ţintă de Mo, aceasta fiind ulterior
injectată ca seed în cel de-al doilea amplificator de plasmă. Energia totală utilizată a fost de 0,7 J comprimaţi
şi a fost împărţită în trei pulsuri, un pre-puls de nanosecunde, un pre-puls de picosecunde şi un puls principal
de picosecunde. Energia pre-pulsului de ns a fost păstrată constantă la o valoare de 0.15 J. După optimizarea
parametrilor ce au condus la cea mai bună emisie a amplificatorului seed, s-a trecut la optimizarea
parametrilor amplificatorului de raze X moi final şi, de asemenea, a fost optimizată întârzierea dintre cele
două surse de raze X moi.
6.2.1 Optimizarea amplificatorului de raze X moi pentru amplificarea eficientă a unui semnal
injectat
Optimizarea emisiei de raze X moi a amplificatorului care generează emisia de seed a fost realizată prin
măsurători sistematice în care a fost variată întârzierea dintre cele trei pulsuri şi durata pulsurilor, aşa cum
este prezentat în Figura 6.3 a). Condiţiile optime în care a fost obţinută cea mai bună emisie, în termeni de
număr de fotoni şi divergenţa fasciculului, au fost obţinute la un raport de energie, al pulsurilor scurte de ps,
de 30/70%. Durata optimă a pre-pulsului lung a fost de 1 ns, iar întârzierea dintre acesta şi pulsurile scurte a
45
fost de 1,5 ns, în timp ce întârzierea dintre pre-pulsul de ps şi pulsul principal de ps a fost de 200 ps. Durata
pulsurilor scurte a fost aceeaşi, de 3 ps. În Figura 6.3 sunt prezentate întârzierile dintre pulsurile scurte studiate
în vederea optimizării emisiei, în timp ce toti ceilalţi parametri au fost menţinuti constanţi.
Figura 6.3 În graficul de sus este repezentată energia emisiei obţinută la ieşirea din amplificator
pentru diferite întârzieri dintre pulsurile scurte care creează şi încălzesc plasma. Intensitatea emisiei în
configuraţia scurt-scurt este obţinută prin medierea a trei valori achiziţionate, iar pentru configuraţia în
care primul puls scurt a avut o durată de 200 ps şi cel de-al doilea o durată de 3 ps, numită şi lung-scurt, a
fost obţinută prin medierea a două valori achiziţionate. În figurile de jos sunt reprezentate întârziererile
dintre cele trei pulsuri utilizate în cadrul experimentelor
Valorile intensităţii emisiei din Figura 6.3 reprezintă medierea a trei valori succesive obţinute în aceleaşi
condiţii pe o suprafaţă nouă a ţintei. Pentru a putea compara rezulatele obţinute cu cele raportate de către
Ecker şi Zimmer, durata primului puls scurt a fost crescută de la 3 ps la 200 ps, cu o întârziere între pulsurile
scurte de 225 ps. Această configuraţie temporală a pulsurilor scurte este reprezentată în Figura 6.3 cu
denumirea lung-scurt datorită faptului că primul puls scurt, a cărui durată iniţială a fost de 3 ps, a fost expandat
temporal la o durată de 200 ps. Tot în Figura 6.3 sunt reprezentate valori în configuraţia temporală, în care
pulsurile scurte au avut aceeaşi durată de 3 ps, numită scurt-scurt. Valoarea intensităţii emisiei din grafic
pentru configuraţia lung-scurt a fost obţinută prin medierea a două valori care au avut o diferenţă în intensitate
<1%. Aşa cum este prezentat în Figura 6.3, atunci când s-a trecut la configuraţia lung-scurt, emisia de raze X
moi obţinută a fost de şase ori mai mică decât în configuraţia scurt-scurt, pentru întârzieri între pulsuri
cuprinse între 200 şi 300 ps. Mai mult decât atât, în Figura 6.4 se poate observa o creştere a divergenţei
fasciculului atunci când s-a trecut la configuraţia lung-scurt.
46
Figura 6.4 Profilele spaţiale pentru configuraţiile: a) lung-scurt, cu o întârziere de 225 ps, b) scurt-
scurt cu o întârziere de 200 ps şi c) scurt-scurt cu o întârziere de 300 ps
Divergenţa emisiei obţinută în configuraţia de pompaj scurt-scurt la o întârziere de 200 ps, aşa cum este
prezentat în Figura 6.4 b), a fost de 7,2 𝑚𝑟𝑎𝑑 × 8 𝑚𝑟𝑎𝑑 măsurată la semi-înălţime. În Tabelul 6. 1 este
prezentată o comparaţie a parametrilor de pompaj utilizaţi în cadrul experimentului de faţă, cu parametrii
folosiţi de Ecker, care a obţinut o energie pe puls a emisiei de 120 nJ, şi Zimmer, care a obţinut o energie pe
puls a emisiei de 2,2 µJ.
Autor şi dimensiunea
focusului
Pre-puls cu durata
de ns
Pre-puls Puls principal
Ecker
5,0 mm × 90 µm (Mo)
𝐼𝑝 = 2,0 × 1010
𝜏 = 1,7 𝑛𝑠
𝐼𝑝 = 8,0 × 1010
𝜏 = 200 𝑝𝑠
𝐼𝑝 = 2,0 × 1013
𝜏 = 2 𝑝𝑠
Zimmer
3,0 mm × 60 µm (Mo)
𝐼𝑝 = 9,7 × 109
𝜏 = 1,0 𝑛𝑠
𝐼𝑝 = 1,6 × 1012
𝜏 = 200 𝑝𝑠
𝐼𝑝 = 6,4 × 1014
𝜏 = 1 𝑝𝑠
Rezultate experimentale
scurt-scurt
5,4 mm × 50 µm (Mo)
𝐼𝑝 = 1,0 × 1011
𝜏 = 1,0 𝑛𝑠
𝐼𝑝 = 4,3 × 1013
𝜏 = 3 𝑝𝑠
𝐼𝑝 = 8,5 × 1013
𝜏 = 3 𝑝𝑠
Rezultate experimentale
lung-scurt
5,4 mm × 50 µm (Mo)
𝐼𝑝 = 1,0 × 1011
𝜏 = 1,0 𝑛𝑠
𝐼𝑝 = 5,7 × 1011
𝜏 = 200 𝑝𝑠
𝐼𝑝 = 7,5 × 1013
𝜏 = 3 𝑝𝑠
Tabelul 6. 1 Comparaţia intensităţilor de vârf 𝐼𝑝 (𝑊/𝑐𝑚2) şi durata pulsurilor 𝜏 pentru diferite
configuraţii de pompaj ce utilizează trei pulsuri coliniare
Parametrii experimentali utilizaţi sunt comparabili cu parametrii folosiţi de Ecker şi Zimmer. Având în
vedere că energia de pompaj utilizată în experimente este comparabilă cu cea raporată în literatură, a fost
estimată o energie a emisiei de 0,72 µJ, în configuraţia scurt-scurt, la o întârziere de 200 ps. Acest lucru este
în concordanţă cu energia de 0,82 µJ a emisiei estimată din numărul de fotoni înregistraţi de camera CDD şi
din transmisia filtrului de Al. Cel mai mare nivel de energie al emisiei a fost obţinut la o întârziere de 300 ps,
dar divergenţa fasciculului este mai mare decât divergenţa obţinută la o întârziere de 300 ps, aşa cum este
arătat în Figura 6.4. După ce a fost optimizată emisia de raze X moi pe prima ţintă de Mo, s-a trecut la
optimizarea amplificatorului de plasmă. Figura 6.1 a) reprezintă o imagine a emisiei de raze X moi la ieşirea
47
din primul amplificator de plasmă, emisie ce a fost ulterior injectată în cel de-al doilea amplificator de plasmă,
a cărei emisie este prezentată în b).
Figura 6.5 a) Imaginea semnalului ASE din primul amplificator de plasmă; b) Imaginea semnalului
ASE a celui de-al doilea amplificator de plasmă
6.2.2 Amplificarea emisiei de raze X moi în două etaje folosind configuraţia TGRIP
Emisia de raze X moi obţinută prin configuraţia scurt-scurt, cu o întârziere de 200 ps, prezentată anterior
a fost injectată în vederea amplificării într-un amplificator de plasmă generat cu aceeaşi configuraţie
temporală TGRIP. Diametrul fasciculului injectat la intrarea în amplificatorul de plasmă a fost de aproximativ
300 µm. Pentru a găsi condiţiile optime de amplificare ale emisiei spontane ASE, injectarea a fost făcută la
diferite intervale de timp, aşa cum este prezentat în Figura 6.6.
Figura 6.6 Valori ale emisiei spontane amplificate în funcţie de timpii la care a fost injectată în
amplificatorul de plasmă
Aşa cum reiese din figura de mai sus, timpul de amplificare al emisiei spontane injectate este un timp
relativ scurt, aproximativ 4 ps la semi-înălţime. Acest lucru a fost observat şi în experimentele desfăşurate la
facilitatea laser LASERIX, unde au fost injectate armonici de ordin superior într-un amplificator de plasmă
pompat cu un puls lung şi două pulsuri scurte. În cazul de faţă, pulsul lung de ns a fost folosit pentru generarea
48
şi încălzirea plasmei, apoi la un interval de 1,5 ns primul puls scurt are rolul de a încălzi şi ioniza plasma,
obţinându-se nivelul de tip Ni. Ulterior, la un interval de 200-300 ps, ultimul puls scurt din secvenţa de pulsuri
a avut rolul de a încălzi electronii liberi din plasmă şi, ca urmare, a fost produsă o inversie de populaţie prin
excitarea tranzitorie de coliziune. Datorită duratei scurte a pulsului de pompaj, maximul inversiei de populaţie
a fost obţinut la 1 ps după sosirea celui de-al doilea puls scurt folosit ca pompaj în amplificatorul de plasmă,
aşa cum este prezentat în Figura 6.7.
Cele trei imagini din figură reprezintă imagini ale emisiei spontane amplificate în urma injectării în cel
de-al doilea amplificator de plasmă pentru trei întârzieri diferite: 𝑇 = 0 𝑝𝑠, 𝑇 = 0,9 𝑝𝑠 şi 𝑇 = 2,7 𝑝𝑠 .
Datorită unui efect de refracţie puternic, datorat gradientului de densitate al celui de-al doilea amplificator de
plasmă, o parte din semnalul amplificat în urma injectării a fost în afara regiunii de detecţie. Aşa cum se poate
observa, doar jumătate din semnal a putut fi captat de sistemul de detecţie.
Figura 6.7 Evoluţia temporală a amplificării unei emisii spontane amplificate (seed) injectată intr-un
amplificator de plasmă. Cele trei imagini reprezintă timpul la care a fost făcută injectarea în plasmă. 𝑇 =
0 𝑝𝑠 reprezintă întârzierea de 0 ps faţă de timpul de sosire al celui de-al doilea puls scurt de pompaj al
amplificatorului final
Presupunând că fasciculul este simetric pe direcţie orizontală, am calculat valoarea energiei emisiei
amplificate. Valoarea maximă a factorului de amplificare fost obţinută pentru 𝑇 = 0,9 𝑝𝑠 de 6,5. Din
imaginile prezentate mai sus este de remarcat faptul că forma de semicerc cauzată de refracţia plasmei apare
cu mult timp înaintea producerii inversiei de populaţie. Putem afirma că acest lucru apare ca urmare a
densităţii mari a plasmei generate pe suprafaţa celei de-a doua ţinte de Mo. Un alt aspect de remarcat îl
reprezintă apariţia franjelor de interferenţă a căror contrast depinde de energia seed-ului amplificată. Aceste
franje apar ca urmare a interferenţei dintre fasciculul seed amplificat şi fasciculul neamplificat şi refractat.
Pentru o înţelegere mai bună a fenomenului de deflexie în amplificatorul de plasmă au fost comparate
rezultatele obţinute în urma injectării armonicilor de ordin superior într-un amplificator de plasmă, experiment
desfăşurat la facilitatea LASERIX şi discutat în Capitolul 5.2.3.
49
Figura 6.8 Imaginile a) şi b) reprezintă imagini ale emisiei de raze X moi obţinută în urma injectării la
- 2,3 ps şi 3 ps a unui fasciul de armonici de ordin superior într-un amplificator de plasmă folosind schema
de pompaj 1L2S; c) şi d) reprezintă emisia de raze X moi obţinută în urma injectării la - 27 ps şi 0,9 ps a
unui fascicul divergent ASE într-un amplificator de plasmă folosind schema de pompaj TGRIP
Imaginile prezentate în Figura 6.8 a) şi b) sunt imagini preluate din Figura 5.23 unde armonicile de ordin
superior au fost injectate şi amplificate în amplificatorul de plasmă la o întârziere de - 2,3 ps şi, respectiv 3
ps. La - 2,3 ps amplificarea în plasmă este neglijabilă din cauza faptului că la acest interval de timp inversia
de populaţie în amplificatorul de plasmă nu a fost creată. Aşadar, putem afirma că deflexia fasciculului injectat
în plasmă, prezentat în Figura 6.8 a) este datorat gradientului de densitate. În Figura 6.8 b) este prezentată
deflexia pulsului de armonici injectate şi amplificate la un timp de injectare de 3 ps atunci când inversia de
populaţie a ajuns la un anumit nivel. O parte a fasciculului a fost amplificată şi o parte a fost refractată. Partea
amplificată şi partea refractată au interferat, formând franje de interferenţă.
În cazul injectării emisiei spontane amplificate ASE în amplificatorul de plasmă, prezentat în Figura 6.8
c) este important de menţionat faptul că fasciculul ASE a fost injectat la momentul 𝑇 = −27 𝑝𝑠 ceea ce
reprezintă un timp cu mult înaintea sosirii celui de-al doilea puls scurt de pompaj al amplificatorului. În acest
caz, amplificatorul de plasmă este pompat doar de pre-pulsuri (pulsul de ns şi primul puls scurt de ps). La
acest interval de timp inversia de populaţie a amplificatorului de plasmă este neglijabilă. Rezultate similare,
în care au fost prezentate franjele de interferenţă, au fost raportate în literatura în [112]
6.3 Concluzii
În concluzie, experimentele desfăşurate la facilitatea PHELIX, de la GSI din Germania au demonstrat că
o schemă de pompaj ce utilizează trei pulsuri pentru emisia de raze X moi poate fi îmbunătăţită prin utilizarea
50
unui pre-puls de nanosecunde, urmat de două pulsuri scurte cu o durată de 3 ps. Toate cele trei pulsuri sunt
coliniare, fapt ce simplifică montajul experimental şi oferă un control temporal ridicat. Eficienţa emisiei de
raze X moi obţinută a fost mai mare cu un factor de 6 faţă de ce a fost raportat anterior, folosind tot o schema
cu trei pulsuri de pompaj.
În cazul utilizării schemei de pompaj cu trei pulsuri prezentată, formarea plasmei, atingerea nivelului de
ionizare de tip Ni şi încălzirea electronilor pot fi optimizate într-un mod controlat. Intensitatea emisiei de raze
X moi depinde de numărul de ioni de emisie şi de temperatura electronilor pentru excitarea tranzitorie de
coliziune. În cazul utilizării configuraţiilor lung-scurt (200 ps şi 3 ps) şi scurt-scurt (3 ps şi 3 ps), temperatura
ionilor este aceeaşi. Câştigul scăzut în cazul folosirii schemei de pompaj în care cel de-al doilea puls a avut o
durată de 200 ps sugerează faptul că nu a fost generat un număr suficient de ioni cu o structură electronică de
tip Ni, aşa cum a fost în cazul în care cel de-al doilea puls scurt a avut o durată de 3 ps.
Emisia de raze X moi poate fi extinsă la o amplificare în două etape folosind aceeaşi configuraţie a
pulsurilor de pompaj. În cazul de faţă, din cauza unei eficienţe slabe de cuplare spaţială a semnalului ASE cu
amplificatorul de plasmă a rezultat o eficienţă de emisie mai slabă în cazul utilizării schemei duble de
amplificare. Acest neajuns poate fi compensat printr-un sistem optic care să permită focalizarea fasciculului
seed în amplificatorul de plasmă şi, totodată, utilizarea unei rotaţii motorizate pentru ţinta amplificatorului
care să permită compensarea indicilor de refracţie. Cu aceste modificări este de aşteptat să se obţină o
divergenţă redusă a fasciculului şi un număr de fotoni mai mare ai emisiei ASE amplificate decât numărul de
fotoni ai emisiei injectate, ceea ce duce în total la o strălucire de vârf mai mare.
Rezultatele obţinute prezentate în acest subcapitol au fost publicate în articolul cu titlul: "Experimental
demonstration of a collinear triple pulse grazing-incidence pumping scheme for a transient collisional
pumped x-ray laser" Künzel, G V Cojocaru, F. Gärtner, B. Aurand, L. Li, D. Ursescu, Ph. Zeitoun, E. Oliva,
B. Zielbauer, T. Kuehl şi M. Fajardo, în revista de specialitate Journal of Physics B: Atomic, Molecular
and Optical Physiscs ,Vol 29, Nr 21, 10 oct 2016
51
Concluzii generale
Studiile prezentate în această teză au ca temă generală obținerea și îmbunătățirea surselor
secundare cu emisie în domeniul razelor X moi din plasmă, obținute în urma interacției laserului cu ținte
solide. Aceste studii au fost realizate în urma mai multor sesiuni experimentale desfășurate la trei facilități
laser de mare putere, bazate pe tehnologia de amplificare a pulsurilor cu derivă de frecvență (CPA), și anume:
A. facilitatea laser de 19 TW TEWALAS din cadrul INFLPR;
B. facilitatea laser de 45 TW LASERIX din Franța;
C. facilitatea laser PHELIX din Germania.
Pentru a putea studia comportamentul amplificatoarelor de plasmă ce funcționează în regim de
excitare tranzitorie prin coliziune a electronilor (TCE), obținute în urma interacției laserului cu ținte solide,
am demonstrat și implementat pentru prima dată două scheme noi de pompaj. Acestea se bazează pe utilizarea
unui puls lung și două pulsuri scurte de pompaj, cu raport de energie variabil și întârziere controlată al
pulsurilor scurte în domeniul picosecundelor.
• Prima metodă se bazează pe separarea spectrală a pulsurilor laser în expandorul
temporal al sistemului laser CPA TEWALAS. Folosind această metodă au fost
obținute două pulsuri scurte coliniare cu raport de energie variabil și întârziere
temporală controlată.
• A două metodă implementată pentru obținerea pulsurilor scurte multiple se bazează
pe separarea energetică a pulsurilor și a fost implementată la nivelul incintei de
interacție, nu la nivelul sistemului de amplificare laser CPA, așa cum a fost
implementat în prima metodă. Am folosit această metodă cu succes la facilitatea laser
LASERIX.
Rezultatele experimentale obținute și prezentate reprezintă studii ample efectuate în vederea
obținerii unui câștig cât mai ridicat al amplificatoarelor de plasmă prin utilizarea diferitelor scheme de pompaj
folosind pulsuri scurte, multiple obținute cu cele două metode.
A. Studii experimentale desfășurate la facilitatea laser de 19 TW TEWALAS din cadrul
INFLPR (Institutul Naţional pentru Fizica Laserilor, Plasmei şi Radiaţiei)
În urma experimentelor au fost obținute, pentru prima dată în România, surse secundare de raze X moi
din plasmă pe ţinte solide de Ag, cu o emisie la lungimea de undă de 13,9 nm.
Sursele secundare de radiaţie în domeniul razelor X moi, obținute pe ţinte solide de Ag, au fost generate
cu ajutorul unui puls lung de ns și două pulsuri scurte de ps(1L2S). Pulsurile scurte au fost obținute folosind
prima metodă ce se bazează pe separarea spectrală a pulsurilor laser în expandorul temporal al sistemului
laser.
Rezultatele notabile ale acestei noi scheme de pompaj 1L2S sunt următoarele:
52
− Un control mai bun al dinamicii temperaturii şi ionizării în plasma ce emite raze X moi la o
lungime de undă de 13,9 nm;
− Rezultatele experimentale au demonstrat o îmbunătăţire de 12 ori a intensității emisiei laser
în cazul folosirii sistemului 1L2S, faţă de schema clasică bazată pe un puls lung şi unul scurt
(1L1S);
− Câştigul de 55 cm-1 rezultat în urma experimentelor este comparabil cu cel obţinut în cazul
emisei de raze X moi pentru o ţintă de Mo [68] la lungimi de undă de 18,9 nm;
− Câştigul mai mare obţinut experimental este în concordanţă cu simulările făcute cu codul
hidrodinamic EHYBRID, indicând o creştere atât în câştig cât şi în temperatura electronilor,
în comparaţie cu schema 1L1S.
Rezultatele raportate deschid calea folosirii razelor X moi în domeniul EUV folosind laseri de pompaj cu
rată de repetiţie mare, în domeniul sutelor de Hz. Aceste lucruri se pot dovedi folositoare în extinderea
utilizării lungimilor de undă XRL către surse secundare de raze X cu lungimi de undă spre 4 nm, folosind
laseri de pompaj a căror energie să fie de ordinul zecilor de J, la o rată de repetiţie de 10 Hz.
B. Studii experimentale desfășurate la facilitatea laser de 45 TW LASERIX din Franța
Următoarele experimente au fost desfășurate la facilitatea LASERIX din Franța, pe parcursul mai multor
sesiuni experimentale. În primul experiment rezultatele au fost realizate în cadrul stagiului de lucru
ERASMUS, desfășurat la Universitatea Paris-Sud 11, cu o durată de 5 luni, obținut în timpul Școlii Doctorale.
Tot în cadrul stagiului de lucru ERASMUS au fost obținute rezultate preliminare pentru obținerea pulsurilor
scurte, multiple de pompaj folosind metoda separării energetice a pulsurilor.
1. Primul experiment desfășurat la facilitatea LASERIX
În primul experiment a fost realizată o nouă schemă de pompaj bazată pe excitarea tranzitorie prin
coliziune pentru obţinerea de surse secundare cu emisie în domeniul XUV, bazată pe configuraţia clasică
GRIP, introdusă de Keenan în 2003.
Schema QAGRIP propusă presupune utilizarea unui prepuls cu o durată de 6 ns, generat de un laser
comercial adiţional, cu scopul de a crea pe suprafaţa ţintelor o preplasmă. Sincronizarea externă precisă a
celor două sisteme laser utilizate permite controlul întârzierii dintre preplasmă şi pulsurile scurte de pompaj
pe o scală de nanoscunde şi cu o precizie de sub-nanosecundă. Această nouă schemă de pompaj a fost aplicată
pe trei ţinte diferite (Ag, Ti şi Mo)
Rezultatele notabile ale acestei noi scheme de pompaj QAGRIP sunt următoarele:
− Am obţinut o creştere a energiei de emisie SXRL, în comparaţie cu energia de emisie
obținută prin schema DGRIP (două pulsuri scurte coliniare la incidență razantă), cu un factor
de 2.
− În urma studiile efectuate am arătat că setul de parametri temporali utilizați pentru obținerea
unui amplificator de plasmă eficient este mai restrictiv în cazul elementelor cu o structură
electronică de tip Ne ce produc emisie în domeniul XUV, decât pentru cele de tip Ni.
53
− Preplasma, generată de pulsul lung în schema de pompaj QAGRIP atinge nivelul maxim de
ionizare cu mult sub nivelul elementelor cu o structură electronică de tip Ni sau de tip Ne. O
parte din energia de pompaj a pulsului scurt este aşadar dedicată atingerii nivelului corect de
ionizare.
− Durata optimă a pulsului de pompaj, care depinde mult de elementul din care este formată
ţinta, creşte odată cu nivelul de energie cerut pentru atingerea nivelului de ionizare necesar
emisiei.
Rezultatele obținute folosind schema de pompaj QAGRIP împreună cu rezultatele obținute prin schema
de pompaj 1L2S, obținute la facilitatea TEWALAS au condus la efectuarea unui nou studiu ce a îmbunătățit
semnificativ schema de pompaj QAGRIP prin introducerea unui puls scurt adiţional de durata zecilor de ps,
înaintea pulsului scurt de pompaj.
2. Al doilea experiment desfășurat la facilitatea LASERIX
Cel de-al doilea experiment desfășurat la facilitatea LASERIX a demonstrat utilizarea cu succes a unei
noi metode de pompaj, folosind un puls lung şi două pulsuri scurte, pentru îmbunătăţirea emisiei de raze X
moi de tip Ni pe ţinte de Ag şi de tip Ne pe ţinte de Ti.
Pulsurile scurte, multiple au fost obținute prin utilizarea unui divizor de fascicul de tip peliculă și o
oglindă plană, așa cum a fost prezentat în Capitolul 4.5 și reprezintă cea de-a doua metodă de obținere a
pulsurilor scurte bazată pe separarea energetică a pulsurilor. În urma comparării rezultatelor experimentale
obținute ca urmare a modificării schemei de pompaj QAGRIP, prin introducerea unui puls scurt adițional, am
obţinut următoarele rezultate notabile:
− O îmbunătăţire a emisiei de până la cinci ori mai mare decât în cazul utilizării metodei
QAGRIP;
− Metoda de obţinere şi control a pulsurilor scurte multiple bazate pe un divizor de fascicul de
tip peliculă (TFBS) s-a dovedit a fi fiabilă şi uşor de implementat;
Ca urmare a îmbunătățirii parametrilor de emisie ai amplificatoarelor de plasmă folosind pulsuri scurte,
multiple de pompaj, au fost optimizaţi parametrii unui amplificator de plasmă pompat cu un puls lung şi două
pulsuri scurte pentru amplificarea unui semnal de armonici de ordin superior, ce a fost injectat în
amplificatorul de plasmă. Rezultatele obținute în urma injectării unui semnal de armonici de ordin superior
într-un amplificator de plasmă sunt:
− Volumul câştigului şi strălucirea unui amplificator cu emisie spontană amplificată de raze X
moi de tip Ni pe o ţintă de Ag pot fi controlate;
− Durata de viaţă a câştigului a fost măsurată pentru durate 𝜏𝑆 diferite ale pulsurilor scurte de
pompaj folosind schema de pompaj 1L2S pentru obţinerea emisiei de raze X moi de tip Ne
pe o ţintă de Ti. Măsurătorile indică faptul că durata de viaţă a câştigului este semnificativ
redusă în acest caz şi, de asemenea, câştigul creşte;
− Dacă durata de viaţă a câştigului este comparabilă cu durata pulsului injectat, poate fi de
aşteptat ca să se producă o inversie de populaţie completă în amplificator fără recuperarea
54
câştigului și, prin urmare, se poate obţine o amplificare complet coerentă a fasciculului
injectat în amplificatoarele de plasmă lungi;
− Indicii de refracţie ai gradienţilor de densitate din plasmă limitează, de asemenea, lungimea
utilă a unui amplificator de plasmă. Dar şi aici, gama largă de întârzieri între pulsurile lungi
şi cele scurte de pompaj, realizate cu schema de pompaj de tip 1L2S, se corelează cu
expansiunea spaţială transversală a amplificatorului şi indică gradienţi scăzuţi la întârzieri
lungi 𝛿𝑡𝐿𝑆, acest lucru făcând posibilă utilizarea amplificatoarelor de plasmă mai lungi.
Relevanța rezultatelor trebuie să fie analizată în contextul progresului recent în dezvoltarea sistemelor
laser cu rate de repetiţie de 100 Hz şi energii mari pe puls [79], [80] cu ajutorul cărora a fost obţinută emisie
de raze X moi. Abordarea schemei de pompaj QAGRIP, care elimină nevoia utilizării liniilor de întârziere
optică, cuplată cu generarea de pulsuri scurte multiple folosind un divizor de fascicul de tip peliculă face ca
noua schemă de pompaj prezentată să devină o schemă de pompaj de referinţă în vederea obţinerii emisiei de
raze X moi pe ţinte solide.
C. Studii experimentale desfășurate la facilitatea laser PHELIX din Germania.
Ultimele rezultate experimentale prezentate în teza de față au fost realizate la facilitatea laser PHELIX
din Germania, unde au fost efectuate experimente prin intermediul programului de cercetare european
LASERLAB.
Experimentele desfăşurate la facilitatea PHELIX, de la GSI din Germania au demonstrat că o schemă de
pompaj, ce utilizează trei pulsuri coliniare, pentru obținerea emisiei de raze X moi poate fi îmbunătăţită prin
utilizarea unui pre-puls de ordinul nanosecundelor, urmat de două pulsuri scurte cu o durată de 3 ps. Toate
cele trei pulsuri folosite fiind coliniare au simplificat montajul experimental şi au oferit un control temporal
ridicat. Eficienţa emisiei de raze X moi obţinută a fost mai mare cu un factor de 6 faţă de ce a fost raportat
anterior folosind tot o schema cu trei pulsuri de pompaj.
Emisia de raze X moi poate fi extinsă la o amplificare în două etape folosind aceeaşi configuraţie a
pulsurilor de pompaj. În cazul de faţă, din cauza unei eficienţe slabe de cuplare spaţială a semnalului ASE cu
amplificatorul de plasmă, a rezultat o eficienţă de emisie mai slabă în cazul utilizării schemei duble de
amplificare. Acest neajuns poate fi compensat în viitor printr-un sistem optic care să permită focalizarea
fasciculului injectat în amplificatorul de plasmă şi, totodată, utilizarea unei rotaţii motorizate pentru ţinta
amplificatorului care să permită compensarea indicilor de refracţie. Cu aceste modificări este de aşteptat să
se obţină o divergenţă redusă a fasciculului şi un număr de fotoni mai mare al emisiei ASE amplificate decât
numărul de fotoni al emisiei injectate, ceea ce duce în total la o strălucire de vârf mai mare.
Experimentele prezentate pe parcursul tezei au demonstrat faptul că utilizarea pulsurilor scurte multiple
într-un mod controlat oferă posibilitatea optimizării amplificatoarelor de plasmă cu scopul eficientizării
emisiei de raze X moi.
Schemele de pompaj cu pulsuri multiple pot fi implementate la facilități precum ELI (Extreme Light
Infrastructure) și CETAL. Cele două facilități laser de mare putere de 10 PW și, respectiv, 1PW oferă energii
pe puls de ordinul zecilor de J și, totodată, durate scurte a pulsurilor de ordinul zecilor de fs. Așa cum a fost
prezentat în această teză, câștigul în mediile de amplificare de plasmă depinde de lungimea coloanei de
55
plasmă. Având în vedere energiile și duratele de puls ale sistemelor mai sus menționate, pot fi generate surse
secundare de raze X moi cu lungimi de undă de aproximativ 4,4 nm, cu o strălucire ridicată.
Contribuțiile personale în cadrul experimentelor prezentate în această teză de doctorat sunt:
− Concepția și implementarea schemei de generare a pulsurilor scurte multiple, bazată pe
separarea energetică (TFBS);
− Simulări folosind codul hidrodinamic EHYBRID pentru interpretarea cât mai exactă a
rezultatelor experimentale obținute;
− Implementarea montajelor experimentale;
− Automatizarea sistemelor de control folosite în cadrul experimentelor;
− Procesarea si analiza datelor experimentale.
Aceste rezultate au fost valorificate prin publicarea a 7 articole în reviste de specialitate cotate ISI,
participări la conferințe naționale și internaționale cu un număr de 16 prezentări orale și un număr de 7
prezentări de tip poster. Doctorandul este prim autor a două din cele 7 publicații cotate ISI care au stat la baza
acestei teze de doctorat. Factorul AIS cumulat al celor 7 articole este de 6,90, cu 26 de citări (fără autocitări)
și factor Hirsch=5. În afara tematicii tezei, pe perioada studiillor doctorale, doctorandul a mai publicat un
număr de 5 articole în reviste precum Journal of Physics D: Applied Physics, Quantum Electronics, Laser
Physics Letters, Applied Physics Letters. Factorul AIS total cumulat pe perioada studiilor doctorale este de
9,80.
Cele 7 articole ce stau la baza tezei sunt următoarele:
• Romeo A Banici, Gabriel V Cojocaru, Razvan G Ungureanu, Razvan Dabu, Daniel Ursescu,
Holger Stiel, ''Pump energy reduction for a high gain Ag X-ray laser using one long and
two short pump pulses'', Optics Letters, Volume 37, Issue 24, pp. 5130-5132, Dec. 2012
(AIS:1,2)
• Gabriel V Cojocaru, Razvan G Ungureanu, Romeo A Banici, Daniel Ursescu, Olivier
Delmas, Moana Pittman, Olivier Guilbaud, Sophie Kazamias, Kevin Cassou, Julien Demailly,
Olivier Neveu, Elsa Baynard, David Ros, ''Thin film beam splitter multiple short pulse
generation for enhanced Ni-like Ag x-ray laser emission'', Optics Letters, Volume 39, Issue
8, pp. 2246-2249, Apr. 2014 (AIS:1,0)
• Razvan G Ungureanu, Gabriel V Cojocaru, Romeo A Banici, Daniel Ursescu, ''Phase
measurement in long chirped pulses with spectral phase jumps'', Optics Express, Volume
22, Issue 13, pp. 15918-15923, June 2014 (AIS:1,1)
• Olivier Delmas, Moana Pittman, Kevin Cassou, Olivier Guilbaud, Sophie Kazamias, Gabriel
V Cojocaru, Olivier Neveu, Julien Demailly, Elsa Baynard, Daniel Ursescu, David Ros, ''Q-
switched laser-assisted grazing incidence pumping (QAGRIP) for efficient soft x-ray laser
generation'', Optics Letters, Volume 39, Issue 21, pp. 6102-6105, Nov. 2014 (AIS:1,0)
• O Guilbaud, GV Cojocaru, L Li, O Delmas, RG Ungureanu, RA Banici, S Kazamias, K
Cassou, O Neveu, J Demailly, E Baynard, M Pittman, A Le Marec, A Klisnick, Ph Zeitoun,
D Ursescu, D Ros, ''Gain dynamics in quickly ionized plasma for seeded operated soft x-ray
lasers'', Optics Letters, Volume 40, Issue 20, pp. 4775-4778, Oct. 2015 (AIS:1,0)
56
• Gabriel V Cojocaru, Razvan G Ungureanu, Romeo A Banici, Daniel Ursescu, Olivier
Guilbaud, Olivier Delmas, Andrea Le Marec, Olivier Neveu, Julien Demailly, Moana Pittman,
Sophie Kazamias, Sameh Daboussi, Kevin Cassou, Lu Li, Annie Klisnick, Phillipe Zeitoun,
David Ros, ''One long and two short pumping pulses control for plasma x-ray amplifier
optimization'', Optics Express, Volume 24, Issue 13, pp. 14260-14270, June. 2016 (AIS:1,0)
• S Künzel, GV Cojocaru, F Gärtner, B Aurand, Lu Li, D Ursescu, Ph Zeitoun, E Oliva, B
Zielbauer, T Kuehl, M Fajardo, ''Experimental demonstration of a collinear triple pulse
grazing-incidence pumping scheme for a transient collisional pumped x-ray laser'',
Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics, Volume 49, Issue 21, pp.
215601, Oct. 2016 (AIS:0,6)
57
Bibliografie
[1] A. Stanton, „Wilhelm Conrad Röntgen On a New Kind of Rays: translation of a paper read before the
Würzburg Physical and Medical Society, 1895”, Nature, vol. 53, nr. (1369):274-6, pp. pp268-276, ian.
1896.
[2] M. A. Pfeifer, G. J. Williams, I. A. Vartanyants, R. Harder, și I. K. Robinson, „Three-dimensional
mapping of a deformation field inside a nanocrystal”, Nature, vol. 442, nr. 7098, pp. 63-66, iul. 2006.
[3] Y. Nishino, Y. Takahashi, N. Imamoto, T. Ishikawa, și K. Maeshima, „Three-Dimensional
Visualization of a Human Chromosome Using Coherent X-Ray Diffraction”, Phys. Rev. Lett., vol. 102,
nr. 1, p. 018101, ian. 2009.
[4] H. N. Chapman și K. A. Nugent, „Coherent lensless X-ray imaging”, Nat. Photonics, vol. 4, nr. 12, pp.
833-839, dec. 2010.
[5] A. L’Huillier, K. J. Schafer, și K. C. Kulander, „Theoretical aspects of intense field harmonic
generation”, J. Phys. B At. Mol. Opt. Phys., vol. 24, nr. 15, p. 3315, 1991.
[6] A. McPherson et al., „Studies of multiphoton production of vacuum-ultraviolet radiation in the rare
gases”, JOSA B, vol. 4, nr. 4, pp. 595-601, apr. 1987.
[7] M. Ferray, A. L’Huillier, X. F. Li, L. A. Lompre, G. Mainfray, și C. Manus, „Multiple-harmonic
conversion of 1064 nm radiation in rare gases”, J. Phys. B At. Mol. Opt. Phys., vol. 21, nr. 3, p. L31,
1988.
[8] A.-S. Morlens et al., „Submicrometer digital in-line holographic microscopy at 32 nm with high-order
harmonics”, Opt. Lett., vol. 31, nr. 21, pp. 3095-3097, nov. 2006.
[9] B. Vodungbo et al., „Laser-induced ultrafast demagnetization in the presence of a nanoscale magnetic
domain network”, Nat. Commun., vol. 3, p. 999, 2012.
[10] J. Trebes et al., „Demonstration Of X-Ray Holography With An X-Ray Laser”, în High Intensity Laser-
Matter Interactions, 1988, vol. 0913, pp. 88-91.
[11] H. N. Chapman et al., „Femtosecond time-delay X-ray holography”, Nature, vol. 448, nr. 7154, pp.
676-679, aug. 2007.
[12] D. L. Matthews et al., „Demonstration of a Soft X-Ray Amplifier”, Phys. Rev. Lett., vol. 54, nr. 2, pp.
110-113, ian. 1985.
[13] S. Suckewer, C. H. Skinner, H. Milchberg, C. Keane, și D. Voorhees, „Amplification of stimulated soft
x-ray emission in a confined plasma column”, Phys. Rev. Lett., vol. 55, nr. 17, pp. 1753-1756, oct. 1985.
[14] A. Carillon et al., „Saturated and near-diffraction-limited operation of an XUV laser at 23.6 nm”, Phys.
Rev. Lett., vol. 68, nr. 19, pp. 2917-2920, mai 1992.
[15] P. V. Nickles, V. N. Shlyaptsev, M. Kalachnikov, M. Schnürer, I. Will, și W. Sandner, „Short Pulse X-
Ray Laser at 32.6 nm Based on Transient Gain in Ne-like Titanium”, Phys. Rev. Lett., vol. 78, nr. 14,
pp. 2748-2751, apr. 1997.
[16] P. V. Nickles, M. Schnuerer, M. P. Kalachnikov, I. Will, W. Sandner, și V. N. Shlyaptsev, „Efficient
short-pulse XUV laser on Ne-like titanium”, în Soft X-Ray Lasers and Applications, 1995, vol. 2520,
pp. 373-379.
[17] J. Gautier et al., „Optimization of the wave front of high order harmonics”, Eur. Phys. J. D, vol. 48, nr.
3, pp. 459-463, iul. 2008.
[18] G. Lambert et al., „Aberration-free high-harmonic source generated with a two-colour field”, EPL
Europhys. Lett., vol. 89, nr. 2, p. 24001, 2010.
[19] T. Ditmire et al., „Amplification of XUV harmonic radiation in a gallium amplifier”, Phys. Rev. A, vol.
51, nr. 6, pp. R4337-R4340, iun. 1995.
58
[20] P. Zeitoun et al., „A high-intensity highly coherent soft X-ray femtosecond laser seeded by a high
harmonic beam”, Nature, vol. 431, nr. 7007, pp. 426-429, sep. 2004.
[21] Y. Wang et al., „Phase-coherent, injection-seeded, table-top soft-X-ray lasers at 18.9 nm and 13.9 nm”,
Nat. Photonics, vol. 2, nr. 2, pp. 94-98, feb. 2008.
[22] Y. Wang et al., „High-Brightness Injection-Seeded Soft-X-Ray-Laser Amplifier Using a Solid Target”,
Phys. Rev. Lett., vol. 97, nr. 12, p. 123901, sep. 2006.
[23] Y. Wang et al., „Measurement of 1 ps soft-x-ray laser pulses from an injection-seeded plasma
amplifier”, Phys. Rev. A, vol. 79, nr. 2, p. 023810, feb. 2009.
[24] R. F. Smith et al., „Longitudinal coherence measurements of a transient collisional x-ray laser”, Opt.
Lett., vol. 28, nr. 22, pp. 2261-2263, nov. 2003.
[25] Y. Abou-Ali et al., „Measurement of the duration of X-ray lasing pumped by an optical laser pulse of
picosecond duration”, Opt. Commun., vol. 215, nr. 4, pp. 397-406, ian. 2003.
[26] G. J. Tallents, „The physics of soft x-ray lasers pumped by electron collisions in laser plasmas”, J. Phys.
Appl. Phys., vol. 36, nr. 15, p. R259, 2003.
[27] F. F. Chen, Introduction to Plasma Physics and Controlled Fusion: Volume 1: Plasma Physics, 2-lea
ed. Springer US, 1984.
[28] J. Cooper, „Plasma spectroscopy”, Rep. Prog. Phys., vol. 29, nr. 1, p. 35, 1966.
[29] J. Dunn et al., „Temporal Characterization of a Picosecond Laser-Pumped X-ray Laser (for
Applications)”, p. 11.
[30] T. Ozaki, R. A. Ganeev, A. Ishizawa, T. Kanai, și H. Kuroda, „Highly Directive 18.9 nm Nickel-like
Molybdenum X-Ray Laser Operating at 150 mJ Pump Energy”, Phys. Rev. Lett., vol. 89, nr. 25, p.
253902, nov. 2002.
[31] A. C.-L. Chian, „Plasma Physics: an Introduction Course. Edited by R. Dendy. Cambridge University
Press, 1993. 513”, J. Fluid Mech., vol. 269, pp. 374-375, iun. 1994.
[32] H. Hora și H. Wilhelm, „Optical constants of fully ionized hydrogen plasma for laser radiation”, Nucl.
Fusion, vol. 10, nr. 2, p. 111, 1970.
[33] S. Eliezer, A. D. Krumbein, și D. Salzmann, „A generalised validity condition for local thermodynamic
equilibrium in a laser-produced plasma”, J. Phys. Appl. Phys., vol. 11, nr. 12, p. 1693, 1978.
[34] A. Demir, „Spectroscopy of x-ray laser media”, PhD Thesis, p. 421, 1997.
[35] A. Demir et al., „Detailed comparison of experimental and theoretical heliumlike Ti and Ca satellite
line spectra emitted from a laser-produced plasma”, Phys. Rev. E, vol. 55, nr. 2, pp. 1827-1835, feb.
1997.
[36] T. H. Maiman, „Stimulated Optical Radiation in Ruby”, Nature, vol. 187, nr. 4736, pp. 493-494, aug.
1960.
[37] P. Jaeglé, Coherent Sources of XUV Radiation: Soft X-Ray Lasers and High-Order Harmonic
Generation. Springer, 2007.
[38] L. I. Gudzenko și L. A. Shelepin, „Negative Absorption in a Nonequilibrium Hydrogen Plasma”, Sov.
Phys. JETP, vol. 18, nr. 4, apr. 1964.
[39] E. M. Campbell, R. G. Jahn, W. F. von Jaskowsky, și K. E. Clark, „Recombination lasing in a
magnetoplasmadynamic arcjet”, Appl. Phys. Lett., vol. 30, nr. 11, pp. 575-577, iun. 1977.
[40] D. R. Bates, A. E. Kingston, și R. W. P. McWhirter, „Recombination between electrons and atomic
ions, I. Optically thin plasmas”, Proc R Soc Lond A, vol. 267, nr. 1330, pp. 297-312, mai 1962.
[41] M. Eichhorn, Laser Physics: From Principles to Practical Work in the Lab. Springer Science &
Business Media, 2014.
[42] W. Koechner, Solid-State Laser Engineering. Springer, 2013.
59
[43] J. J. Rocca, V. Shlyaptsev, F. G. Tomasel, O. D. Cortázar, D. Hartshorn, și J. L. A. Chilla,
„Demonstration of a Discharge Pumped Table-Top Soft-X-Ray Laser”, Phys. Rev. Lett., vol. 73, nr. 16,
pp. 2192-2195, oct. 1994.
[44] G. J. Linford, E. R. Peressini, W. R. Sooy, și M. L. Spaeth, „Very Long Lasers”, Appl. Opt., vol. 13, nr.
2, pp. 379-390, feb. 1974.
[45] J. J. Rocca, „Table-top soft x-ray lasers”, Rev. Sci. Instrum., vol. 70, nr. 10, pp. 3799-3827, sep. 1999.
[46] A. G. Molchanov, „LASERS IN THE VACUUM ULTRAVIOLET AND IN THE X-RAY REGIONS
OF THE SPECTRUM”, Sov. Phys. Uspekhi, vol. 15, nr. 1, p. 124, 1972.
[47] R. C. Elton, „Extension of 3p→3s Ion Lasers into the Vacuum Ultraviolet Region”, Appl. Opt., vol. 14,
nr. 1, pp. 97-101, ian. 1975.
[48] A. N. Zherikhin, K. N. Koshelev, și V. S. Letokhov, „Gain in the far vacuum ultraviolet region due to
transitions in multiply charged ions”, Sov. J. Quantum Electron., vol. 6, nr. 1, p. 82, 1976.
[49] L. A. Vaĭnshteĭn, A. V. Vinogradov, U. I. Safronova, și I. Y. Skobelev, „Stimulated emission in far
ultraviolet due to transitions in multiply charged neon-like ions”, Sov. J. Quantum Electron., vol. 8, nr.
2, p. 239, 1978.
[50] A. V. Vinogradov și V. N. Shlyaptsev, „Calculations of population inversion due to transitions in
multiply charged neon-like ions in the 200–2000 Å range”, Sov. J. Quantum Electron., vol. 10, nr. 6, p.
754, 1980.
[51] A. V. Vinogradov, I. I. Sobel’man, și E. A. Yukov, „Population inversion of transitions in neon-like
ions”, Sov. J. Quantum Electron., vol. 7, nr. 1, p. 32, 1977.
[52] H. Daido et al., „Atomic Number Scaling of the Nickel-Like Soft X-Ray Lasers”, Int. J. Mod. Phys. B,
vol. 11, nr. 08, pp. 945-990, mar. 1997.
[53] T. N. Lee, E. A. McLean, și R. C. Elton, „Soft x-ray lasing in neonlike germanium and copper plasmas”,
Phys. Rev. Lett., vol. 59, nr. 11, pp. 1185-1188, sep. 1987.
[54] H. Daido, „Review of soft x-ray laser researches and developments”, Rep. Prog. Phys., vol. 65, nr. 10,
p. 1513, 2002.
[55] R. C. Elton, X-Ray Lasers. Elsevier, 2012.
[56] V. A. Chirkov, „Refraction in a plasma and laser resonators for vacuum ultraviolet”, Sov. J. Quantum
Electron., vol. 14, nr. 11, p. 1497, 1984.
[57] B. J. MacGowan et al., „Short wavelength x-ray laser research at the Lawrence Livermore National
Laboratory”, Phys. Fluids B Plasma Phys., vol. 4, nr. 7, pp. 2326-2337, mar. 1992.
[58] R. A. London, „Beam optics of exploding foil plasma X-Ray lasers”, Phys. Fluids, vol. 31, nr. 1, pp.
184-192, ian. 1988.
[59] J. G. Lunney, „Waveguiding in soft x-ray laser experiments”, Appl. Phys. Lett., vol. 48, nr. 14, pp. 891-
893, apr. 1986.
[60] R. Kodama et al., „Generation of Small-Divergence Soft X-Ray Laser by Plasma Waveguiding with a
Curved Target”, Phys. Rev. Lett., vol. 73, nr. 24, pp. 3215-3218, dec. 1994.
[61] J. Dunn, A. L. Osterheld, R. Shepherd, W. E. White, V. N. Shlyaptsev, și R. E. Stewart, „Demonstration
of X-Ray Amplification in Transient Gain Nickel-like Palladium Scheme”, Phys. Rev. Lett., vol. 80, nr.
13, pp. 2825-2828, mar. 1998.
[62] Y. V. Afanas’ev și V. N. Shlyaptsev, „Formation of a population inversion of transitions in Ne-like ions
in steady-state and transient plasmas”, Sov. J. Quantum Electron., vol. 19, nr. 12, pp. 1606-1612, dec.
1989.
[63] J. Nilsen, Y. Li, și J. Dunn, „Modeling picosecond-laser-driven neonlike titanium x-ray laser
experiments”, JOSA B, vol. 17, nr. 6, pp. 1084-1092, iun. 2000.
60
[64] A. Klisnick et al., „Transient pumping of a Ni-like Ag x-ray laser with a subpicosecond pump pulse in
a traveling-wave irradiation geometry”, JOSA B, vol. 17, nr. 6, pp. 1093-1097, iun. 2000.
[65] M. P. Kalachnikov et al., „Saturated operation of a transient collisional x-ray laser”, Phys. Rev. A, vol.
57, nr. 6, pp. 4778-4783, iun. 1998.
[66] J. Dunn, Y. Li, A. L. Osterheld, J. Nilsen, J. R. Hunter, și V. N. Shlyaptsev, „Gain Saturation Regime
for Laser-Driven Tabletop, Transient Ni-Like Ion X-Ray Lasers”, Phys. Rev. Lett., vol. 84, nr. 21, pp.
4834-4837, mai 2000.
[67] Y. Li, J. Dunn, J. Nilsen, T. W. Barbee, A. L. Osterheld, și V. N. Shlyaptsev, „Saturated tabletop x-ray
laser system at 19 nm”, JOSA B, vol. 17, nr. 6, pp. 1098-1101, iun. 2000.
[68] R. Keenan, J. Dunn, P. K. Patel, D. F. Price, R. F. Smith, și V. N. Shlyaptsev, „High-Repetition-Rate
Grazing-Incidence Pumped X-Ray Laser Operating at 18.9 nm”, Phys. Rev. Lett., vol. 94, nr. 10, p.
103901, mar. 2005.
[69] D. Strickland și G. Mourou, „Compression of amplified chirped optical pulses”, Opt. Commun., vol.
55, nr. 6, pp. 447-449, oct. 1985.
[70] Q. Liu, X. Zhao, F. Gana, J. Mib, și S. Qianb, ULTRAFAST OPTICAL KERR EFFECT IN
AMORPHOUS Ge10As40S30Se20 FILM INDUCED BY ULTRASHORT LASER PULSES. 2005.
[71] L. LANOTTE et al., „Peculiarities and potentialities of ultra-short pulsed laser deposition for the
production of magnetic nanogranular films”, J. Optoelectron. Adv. Mater., vol. 8, nr. 5, pp. 16732-1678,
oct. 2006.
[72] A. M. Weiner, „Femtosecond pulse shaping using spatial light modulators”, Rev. Sci. Instrum., vol. 71,
nr. 5, pp. 1929-1960, mai 2000.
[73] D. Zimmer, B. Zielbauer, V. Bagnoud, U. Eisenbarth, D. Javorkova, și T. Kuehl, „An improved double-
pulse non-normal incidence pumping geometry for transient collisionally excited soft X-ray lasers”,
Opt. Express, vol. 16, nr. 14, pp. 10398-10403, iul. 2008.
[74] M. D. Perry, T. Ditmire, și B. C. Stuart, „Self-phase modulation in chirped-pulse amplification”, Opt.
Lett., vol. 19, nr. 24, pp. 2149-2151, dec. 1994.
[75] M. Perry et al., „Multilayer dielectric gratings: Increasing the power of light”, Sci. Technol. Rev., sep.
1995.
[76] G. Cheriaux, P. Rousseau, F. Salin, J. P. Chambaret, B. Walker, și L. F. Dimauro, „Aberration-free
stretcher design for ultrashort-pulse amplification”, Opt. Lett., vol. 21, nr. 6, pp. 414-416, mar. 1996.
[77] F. Verluise, V. Laude, Z. Cheng, C. Spielmann, și P. Tournois, „Amplitude and phase control of
ultrashort pulses by use of an acousto-optic programmable dispersive filter: pulse compression and
shaping”, Opt. Lett., vol. 25, nr. 8, pp. 575-577, apr. 2000.
[78] D. Ursescu, R. Banici, R. Dabu, și L. Ionel, „Multiple ultra-short pulses generation for collinear pump-
probe experiments”, J. Optoelectron. Adv. Mater., vol. 12, nr. 1, pp. 100-104, ian. 2010.
[79] J. Tümmler, R. Jung, H. Stiel, P. V. Nickles, și W. Sandner, „High-repetition-rate chirped-pulse-
amplification thin-disk laser system with joule-level pulse energy”, Opt. Lett., vol. 34, nr. 9, pp. 1378-
1380, mai 2009.
[80] A. H. Curtis, B. A. Reagan, K. A. Wernsing, F. J. Furch, B. M. Luther, și J. J. Rocca, „Demonstration
of a compact 100 Hz, 0.1 J, diode-pumped picosecond laser”, Opt. Lett., vol. 36, nr. 11, pp. 2164-2166,
iun. 2011.
[81] B. A. Reagan et al., „Demonstration of a 100 Hz repetition rate gain-saturated diode-pumped table-top
soft X-Ray laser”, Opt. Lett., vol. 37, nr. 17, p. 3624, sep. 2012.
[82] Y. Wang et al., „Demonstration of high-repetition-rate tabletop soft-x-ray lasers with saturated output
at wavelengths down to 13,9 nm and gain down to 10,9 nm”, Phys. Rev. A, vol. 72, nr. 5, p. 053807,
nov. 2005.
61
[83] P. Neumayer et al., „Transient collisionally excited X-ray laser in nickel-like zirconium pumped with
the PHELIX laser facility”, Appl. Phys. B, vol. 78, nr. 7-8, pp. 957-959, mai 2004.
[84] K. A. Janulewicz, A. Lucianetti, G. Priebe, W. Sandner, și P. V. Nickles, „Saturated Ni-like Ag x-ray
laser at 13.9 nm pumped by a single picosecond laser pulse”, Phys. Rev. A, vol. 68, nr. 5, p. 051802,
nov. 2003.
[85] R. Banici și D. Ursescu, „Spectral combination of ultrashort laser pulses”, EPL Europhys. Lett., vol. 94,
nr. 4, p. 44002, 2011.
[86] G. J. Pert, „Optimizing the performance of nickel-like collisionally pumped x-ray lasers”, Phys. Rev. A,
vol. 73, nr. 3, p. 033809, mar. 2006.
[87] S. Daboussi et al., „Double pulse quasi-collinear high harmonic generation scheme as a tool for X-ray
laser plasma gain probing”, Appl. Phys. B, vol. 111, nr. 1, pp. 7-14, apr. 2013.
[88] B. Zielbauer et al., „Stable and fully controlled long-time operation of a soft X-ray laser for user
application experiments”, Appl. Phys. B, vol. 100, nr. 4, pp. 731-736, sep. 2010.
[89] K. Cassou et al., „Optimization toward a high-average-brightness soft-x-ray laser pumped at grazing
incidence”, Opt. Lett., vol. 32, nr. 2, pp. 139-141, ian. 2007.
[90] J. Habib et al., „Low energy prepulse for 10 Hz operation of a soft-x-ray laser”, Opt. Express, vol. 20,
nr. 9, pp. 10128-10137, apr. 2012.
[91] M. Berrill, Y. Wang, M. A. Larotonda, B. M. Luther, V. N. Shlyaptsev, și J. J. Rocca, „Pump pulse-
width dependence of grazing-incidence pumped transient collisional soft-x-ray lasers”, Phys. Rev. A,
vol. 75, nr. 6, p. 063821, iun. 2007.
[92] G. V. Cojocaru et al., „Thin film beam splitter multiple short pulse generation for enhanced Ni-like Ag
x-ray laser emission”, Opt. Lett., vol. 39, nr. 8, pp. 2246-2249, apr. 2014.
[93] O. Guilbaud et al., „Seeded Operation of a Ne-like Titanium Soft X-Ray Laser”, în X-Ray Lasers 2014,
Springer, Cham, 2016, pp. 61-67.
[94] A. Klisnick et al., „Demonstration of a 2-ps transient X-Ray laser”, Phys. Rev. A, vol. 65, nr. 3, p.
033810, feb. 2002.
[95] R. A. Banici, G. V. Cojocaru, R. G. Ungureanu, R. Dabu, D. Ursescu, și H. Stiel, „Pump energy
reduction for a high gain Ag X-ray laser using one long and two short pump pulses”, Opt. Lett., vol. 37,
nr. 24, pp. 5130-5132, dec. 2012.
[96] H. T. Kim et al., „Demonstration of a saturated Ni-like Ag X-Ray laser pumped by a single profiled
laser pulse from a 10-Hz Ti:sapphire laser system”, Phys. Rev. A, vol. 77, nr. 2, p. 023807, feb. 2008.
[97] E. Oliva et al., „A proposal for multi-tens of GW fully coherent femtosecond soft X-ray lasers”, Nat.
Photonics, vol. 6, nr. 11, pp. 764-767, nov. 2012.
[98] Y. Wang et al., „Gain dynamics in a soft-X-ray laser amplifier perturbed by a strong injected X-ray
field”, Nat. Photonics, vol. 8, nr. 5, pp. 381-384, mai 2014.
[99] O. Delmas et al., „Q-switched laser-assisted grazing incidence pumping (QAGRIP) for efficient soft x-
ray laser generation”, Opt. Lett., vol. 39, nr. 21, pp. 6102-6105, nov. 2014.
[100] B. Ecker et al., „Gain lifetime measurement of a Ni-like Ag soft X-ray laser”, Opt. Express, vol. 20, nr.
23, pp. 25391-25399, nov. 2012.
[101] L. Meng et al., „Temporal characterization of a picosecond extreme ultraviolet laser pumped in grazing
incidence”, Appl. Phys. Lett., vol. 101, nr. 14, p. 141125, oct. 2012.
[102] O. Guilbaud et al., „Gain dynamics in quickly ionized plasma for seeded operated soft x-ray lasers”,
Opt. Lett., vol. 40, nr. 20, pp. 4775-4778, oct. 2015.
[103] J. Dunn et al., „Temporal characterization of a picosecond-laser-pumped x-ray laser for applications”,
în Soft X-Ray Lasers and Applications V, 2003, vol. 5197, pp. 51-60.
62
[104] M. A. Larotonda et al., „Pulse duration measurements of grazing-incidence-pumped high repetition rate
Ni-like Ag and Cd transient soft X-Ray lasers”, Opt. Lett., vol. 31, nr. 20, pp. 3043-3045, oct. 2006.
[105] V. N. Shlyaptsev, P. V. Nickles, T. Schlegel, M. P. Kalachnikov, și A. L. Osterheld, „Tabletop x-ray
laser pumped with subnanosecond and picosecond pulses”, în Ultrashort Wavelength Lasers II, 1994,
vol. 2012, pp. 111-119.
[106] R. Keenan, J. Dunn, V. N. Shlyaptsev, R. F. Smith, P. K. Patel, și D. F. Price, „Efficient pumping
schemes for high average brightness collisional x-ray lasers”, în Soft X-Ray Lasers and Applications V,
2003, vol. 5197, pp. 213-221.
[107] H. Y. Zhao et al., „High-brilliance double-stage soft x-ray laser pumped by multiple pulses applied in
grazing incidence”, J. Phys. Conf. Ser., vol. 488, nr. 14, p. 142004, 2014.
[108] K. A. Janulewicz și C. M. Kim, „Role of the precursor in a triple-pulse pumping scheme of a nickel-
like silver soft-x-ray laser in the grazing-incidence-pumping geometry”, Phys. Rev. E, vol. 82, nr. 5, p.
056405, nov. 2010.
[109] B. Ecker et al., „Double-stage soft x-ray laser pumped by multiple pulses applied in grazing incidence”,
J. Phys. B At. Mol. Opt. Phys., vol. 48, nr. 14, p. 144009, 2015.
[110] D. Zimmer et al., „Optimization of a tabletop high-repetition-rate soft X-Ray laser pumped in double-
pulse single-beam grazing incidence”, Opt. Lett., vol. 35, nr. 4, pp. 450-452, feb. 2010.
[111] S. Künzel et al., „Experimental demonstration of a collinear triple pulse grazing-incidence pumping
scheme for a transient collisional pumped x-ray laser”, J. Phys. B At. Mol. Opt. Phys., vol. 49, nr. 21,
p. 215601, 2016.
[112] S. Magnitskiy et al., „Observation and theory of X-ray mirages | Nature Communications”, 2013.