Facultatea de Fizică Școala Doctorală de...

64
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

Transcript of Facultatea de Fizică Școala Doctorală de...

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.