1

Univerza v Ljubljani Fakulteta za Matematiko in Fiziko

Seminar

Laserski sistem v National Ignition Facility

Avtor: Rok Mezgec Mentor: Prof. Dr. Irena Drevenšek Olenik Ljubljana, 3. Junij 2009

POVZETEK Laserski sistem v National Ignition Facility v Livermoru, ZDA je najkompleksnejša in hkrati tudi najmočnejša laserska naprava na svetu. Njen namen je prožiti fuzijsko reakcijo, za katero dovaja energijo 192 laserjev. Za izgradnjo laserskega sistema, ki je zmožen proizvesti in dostaviti sunek svetlobe z energijo 1.8 MJ v kapsulo goriva premera 2 mm je bilo potrebno premestiti več tehnoloških ovir. Največji korak v razvoju predstavljajo plazemsko-elektrodne Pockelsove celice, ki izvedejo rotacijo polarizacije laserske svetlobe in omogočijo štirikratni prehod sunka čez glavni svetlobni ojačevalnik. 1. Uvod 22. Končni cilj National Ignition Facility: Fuzija 23. Laserski sistem 44. Plazemsko-elektrodne Pockelsove celice 54.1 Elektrooptični pojav 54.2 Pockelsov efekt 64.3 Pockelsov efekt v kristalu KDP 64.4 Žarkovna pot 104.5 Model plazemskih elektrod 114.6 Delovanje plazemsko-elektrodne Pockelsove celice 125. Zaključek 136. Viri 13

2

1. Uvod

National Ignition Facility (Nacionalna Vžigalna Ustanova ali z angleško kratico NIF) je naprava, ki poskuša s pomočjo laserjev prožiti fuzijo jeder. Objekt je zgrajen na področju Lawrence Livermore National Laboratory v Livermore-u, Kalifornija, ZDA. National Ignition Facility poskuša s pomočjo 192 laserjev, katerih žarki so usmerjeni v kroglico izotopov vodika, ustvariti 500 TW blisk svetlobe, ki bi trajal 3 ns in bi sprožil zlivanje jeder. Ta dogodek so poimenovali vžig in od tod ime projekta. Za primerjavo lahko omenimo, da je povprečna svetovna poraba energije ocenjena na okoli 20 TW. Gradnja NIF je namesto planiranih 7 let trajala 12 let. Stroški gradnje so znašali štiri krat več kot je bilo sprva predvideno, saj je bilo treba zaradi velike razlike energij laserjev glede na prejšnje projekte premostiti mnogo novih tehničnih ovir. Tukaj bi posebej izpostavili Plazemsko-elektrodne Pockelsove celice ter rekordne dimenzije umetno gojenih kristalov monokalijevega dihidrogen fosfata (KDP). Zunanja oblika objekta in oris laserskega sistem v njem prikazuje slika 1. [1]

Slika 1: Shematski prikaz laserskih poti v National Ignition Facilty. Laserski sunek pošljejo preko modro in rdeče obarvanih žarkovnih poti v komoro s tarčo (srebrne barve).

[2] 2. Končni cilj National Ignition Facility: Fuzija

Namen NIF je postavljati nove mejnike pri razvoju kontrolirane fuzije s pomočjo laserjev. Prvi uspešni vžig bo dosežen takrat, ko bo vseh 192 laserskih curkov sprožilo fuzije devterijevih in tritijevih jeder v tarči kroglice ter se bo ob tem sprostilo več energije, kot so je s seboj prinesli laserski curki. V trenutku vžiga bo v kapsuli temperatura 108 K (energija atomov ~10 keV) in tlak 1016 Pa. Podobno stanje je v jedrih

3

zvezd in v termonuklearnih bombah. Razlog, da za takšen dovod energije uporabimo laserje in ne elektriko je, da se laserska energija dá enostavneje hranit in akumulirat v časih velikostnega reda sekunde. Z uporabo električne energije bi bilo potrebno uporabiti kondenzatorje orjaških dimenzij, ki pa so pri praznjenju počasni, saj so omejeni s pravilom CR člena.

Razlika med prvotno idejo laserske fuzije, ki je uporabljala direktno streljanje

laserskih žarkov iz vseh smeri na kapljico goriva in med sistemov v NIF je, da slednji temelji na indirektnem obsevanju kapsule. Kroglica z gorivom je nameščena v cilinder cilindrično odprtino imenovano »Hohlraum« (iz nemščine, kar pomeni prazen prostor). Pri direktnem obsevanju se gorivo v kapsuli nenehno meša, saj neizogibne napake v simetriji obsevanja, ki jih povzročijo temperaturna nihanja, tvorijo Rayleigh-Taylorjeve nestabilnosti, kar zmanjšuje izotropnost segrevanja in preprečuje doseganje maksimuma kompresije goriva. Na sliki 2 je prikazana zelo enostranska eksplozija kapsule zaradi nepopolnosti v simetriji obsevanja. [3]

Slika 2: Enostranska eksplozija kapsule zaradi nepopolnosti v simetriji obsevanja na napravi Janus I v Lawrence Livermore National Laboratory leta 1974. To je bil prvi

poskus laserske fuzije na svetu. [3]

Pri indirektnem obsevanju namesto kapsule obsevamo cilinder okoli nje (Hohlraum). Kapsula mešanice devterija in tritija v lupini iz berilija je nameščena na sredino cilindra iz urana in zlata. Laserski žarki zadenejo v notranje stene cilindra in ga spremenijo v supervročo plazmo, ki seva kot črno telo na spektralnem območju žarkov X. Plazma segreje berilijevo lupino in povzroči implozijo na enak način, kot če bi jo direktno segreli laserji, le da je homogenost segrevanja pri plazmi precej boljša. Ta ideja je bila že uporabljena pri termonuklearnih bombah, kjer prav tako žarki X fisijskega dela bombe sprožijo fuzijo. Slabost uporabe cilindra pa je v tem, da je del energije porabljen za segrevanje le tega, kar zmanjša izkoristek laserja oz. razmerje energije vložene v laser v primerjavi z prejeto energijo tarče. [4] Na sliki 3 je prikazan potek žarkov znotraj cilindra, na sliki 4 pa presek cilindra in vizualni prikaz notranjosti.

Detajle procesa fuzije smo si že ogledali v februarju 2009 in sicer pri seminarju

Vida Agreža »Internal confinement fusion« [5]. Spoznali smo, da je vsa energija, ki jo

4

kapsula prejme le 10-20% delež energije, ki jo laserski sistem spusti v cilinder. Večina preostale energije odpade na samo segrevanje cilindra in žarke X, ki zapustijo cilinder skozi vhodne odprtine. Navkljub tem izgubam, homogenost vpadanja žarkov X na kapsulo v cilindru prinese večjo stabilnost eksperimenta ter večji izkoristek kot obstreljevanje tarče brez cilindra.

Slika 3: Shematski pogled vstopa laserskih žarkov v

tarčo (Hohlraum). [6]

Slika 4: Prerez tarče (Hohlraum). [3]

3. Laserski sistem

Zanimiva novost laserskega sistema razvitega v sklopu National Ignition Facility je, da so vsi gradniki sistema modularni, se pravi, da se jih da razstaviti v manjše enote (Line Replacable Units – LRUs) kar bo omogočalo enostavno in hitro menjavo enot ob okvarah ali pri nadgradnji v novejše različice, kot je na primer modernizacija glavnega ojačevalca planirana šele čez nekaj let, in sicer iz trenutnih fluorescentnih svetilk s svetlobnim izkoristkom okoli 10% na diodne s svetlobnim izkoristkom okoli 60%, ki pa trenutno še niso dodelane do stanja, primernega za uporabo v NIF.

Pri gradnji laserskega sistem naleteli na veliko tehnoloških ovir, kar je botrovalo

nekajkratnemu ponovnem dizajniranju laserskega sistema in vrtoglavim dodatnim stroškom. Razlog za to je, da je večina komponent laserskega sistema za NIF bila izgrajena v rekordnih nikoli prej grajenih dimenzijah in kapacitetah. Slika 5 prikazuje elemente laserskega sistema, kjer je bilo potrebnih največ inovacij. Največji problem je predstavljala hitra rast velikih kristalov KDP (monokalijev dihidrogen fosfat - KH2PO4) za pomnoževanje frekvence laserske svetlobe in za vrtenje polarizacije, kar v vgrajeni obliki z elektrodami imenujemo Pockelsove celice. Ravno pri slednjih je bil tehnološki preskok največji, saj so potrebovali le te v en velikostni razred večjem merilu kot so bile kadarkoli prej zgrajene. Namen vrtenja polarizacije svetlobe je omogočanje večkratnega prehoda čez svetlobni ojačevalnik, kar podvoji energijo izhodnega laserskega sunka z mnogo manjšimi stroški, brez pretiranih prostorskih zahtev in hlajenja, ki bi ga s seboj prinesli dodatni ojačevalci. Zaradi tega bomo v nadaljevanju podrobneje pogledali delovanje teh posebnih Pockelsovih celic.

5

Slika 5: Shematski prikaz ene žarkovne poti v NIF z izpostavljenimi ključnimi tehnološkimi inovacijami, ki jih je prinesel projekt NIF. Kristali KDP se pojavljajo na

dveh mestih in sicer v optičnem stikalu in v zaključnem delu lečja, ker podvojujejo frekvenco svetlobe. Zanimiva novost je tudi deformacijsko ogledalo z 39 aktuatorji, ki pritiskajo na zrcalo in mu spreminjajo obliko. Delovanje aktuatorjev upravljajo aktivno tako, da lahko kompenzirajo aberacije laserskega snopa zaradi odbojev na ogledalih in prehodih čez optične elemente ter premazih na njih, katerih lastnosti se spreminjajo s

temperaturo. [2]

4. Plazemsko-elektrodne Pockelsove celice

Plazemsko-elektrodne Pockelsove celice (PEPC) z veliko aperturo so eden od največjih dosežkov NIF. Pockelsove celice omogočajo laserju, da izkoristi večkratni prehod čez glavni ojačevalnik, s tem pa so zmanjšani stroški gradnje in dimenzije objekta. Vsak modul Pockelsovih celic je sestavljen iz štirih 40 cm x 40 cm velikih elementov. Čez vsak element gre po en laserski curek, kar pomeni da je vseh modulov v sistemu 48. Kombinacija Pockelsovih celic in tankoplastnega polarizatorja na ogledalu, ki je prav tako razvrščeno v linijo z drugimi elementi, tvori optično stikalo. Le to igra ključno vlogo pri doseganju večkratnega prehoda, kot bo razloženo v poglavju 4.3. [7]

Prvič je kot elektroda bila uporabljena plazma. Razlog za to je, da je kristal

dvema vzporednima elektrodama, ki tvorita kondenzator, ta pa RC člen. Napetost sledi eksponentno z obratno vrednostjo kapacitete. Za hitro preklapljanje je potrebno razmaknit elektrode do velikih razdalj, kar pa pri kristalu KDP tako velikih dimenzij ni smotrno, saj bi potrebovali zelo velik kristal, ki ga je težko proizvesti. Drugi razlog za uporabo plazme je njena skoraj 100% transparentnost v IR spektru (konkretno za naš primer 1053 nm), medtem ko je pri kovinskih elektrodah problem tako z absorpcijo na njih kot z albedom.

6

4.1 Elektrooptični pojav

Anizotropno obnašanje kristalov lahko izvira iz same strukture kristala, lahko pa kristal postane anizotropen zaradi vpliva zunanjega električnega polja. Številni optično izotropni materiali, kot je na primer steklo, postanejo optično enoosni v smeri zunanjega električnega polja. Ker izotropen material ne more biti občutljiv na predznak električnega polja, je razlika lomnih količnikov proporcionalna kvadratu (ali kateri drugi sodi potenci) jakosti zunanjega električnega polja E0:

20Enn ri (1)

Ta pojav se imenuje Kerrov efekt in ga srečamo tako v centrosimetričnih kot v

necentrosimetričnih snoveh. Kristali brez centra simetrije pa so občutljivi na predznak zunanjega električnega polja, pri čemer je elektrooptični efekt lahko odvisen od katerekoli potence. V praksi je predvsem zanimiv linearni elektrooptični efekt, ki ga imenujemo Pockelsov efekt. 4.2 Pockelsov efekt

Pockelsov efekt je leta 1906 prvič opisal nemški fizik Friedrich Pockels. To je elektrooptični pojav, kjer se lomni količnik medija spreminja proporcionalno glede na električno poljsko jakost zunanjega polja. Ta pojav je možen le v kristalih, ki niso centro-simetrični. Največkrat uporabljeni materiali za elektrooptične modulatorje so litijev niobat (LiNbO3), litijev tantalat (LiTaO3), monokalijev dihidrogen fosfat (KDP), itd. Slednji je uporabljen v Plazemsko-elektrodnih Pockelsovih celicah v National Ignition Facility.

Če opazujemo spremembe dielektričnemu inverznega tenzorja 1 b , lahko po komponentah bij zapišemo spremembo le tega kot potenčno vrsto zunanjega polja:

... lkijklkijkij EEqErb (2)

Prvi, linearni člen opisuje Pockelsov pojav, drugi, kvadratni člen pa Kerrov

pojav. V necentrosimetričnih kristalih je prevladujoč linearni člen, zato bomo kvadratni člen zanemarili. Tenzor tretjega ranga rijk imenujemo Pockelsov tenzor. Zaradi simetrije ga po Voigtovi notaciji prepišemo v 6 × 3 matriko (rij). Sprememba koeficientov dielektričnega tenzorja ε zaradi spremembe električnega polja je:

ijjjiiljklikij bb (3)

Pockelsov pojav lahko izkoristimo za vrtenje polarizacije svetlobnega snopa.

Ideja je, da bi zasukali polarizacijo za π/2. 4.3 Pockelsov efekt v kristalu KDP

Za naš kokreten primer iz KDP kristala odrežemo kvader. Kristal ima

tetragonalno simetrijo, ki jo opišemo s točkasto grupo m24 in ima dve neodvisni komponenti Pockelsovega tenzorja: r63 = 10-11 m/V in r41 = r52 = 8 × 10-12 m/V. Tenzor zapišemo kot:

7

63

41

41

00

00

00

000

000

000

r

r

rrij

(4)

Med seboj ortogonalne smeri polarizacije opišemo z enačbo elipsoida, kjer so smeri x, y in z kristalne smeri oz. smeri, ki so vzporedne s smerjo polarizacije (D) in smermi električnega polja svetlobnega valovanja (E). Elipsoid je shematsko prikazan na sliki 6.

Slika 6: Elipsoid brez zunanjega električnega polja (no = nr, ne = ni). [8] Za kristal KDP je enačba elipsoida v prisotnosti zunanjega električnega polja

E(Ex,Ey,Ez):

1222 6341412

2

2

2

2

2

xyErxzEryzErn

z

n

y

n

xzyx

irr

(5)

kjer sta nr in ni redni in izredni lomni količnik nemotenega kristala. Ker so elektrode postavljene tako (slika 7), da je električno polje le v eni smeri (optični smeri z), je enačba elipsoida poenostavljena v:

12 632

2

2

22

xyErn

z

n

yxz

ir

(6)

Sedaj poiščemo koordinatni sistem (x', y', z'), kjer elipsoid ne bo imel mešanega člena in bo zapisan kot:

1

2'

2'

2'

2'

2'

2'

zyx n

z

n

y

n

x

(7)

Ker je zunanje električno polje le v smeri z, lahko izberemo z', ki bo vzporeden z, zaradi simetrije pa sta novi osi lahko obe zavrteni za π/4 glede na prejšnje. Enačbe transformacije so sedaj:

8

4cos'

4sin'

4sin'

4cos'

yxy

yxx

(8a)

(8b)

kar s substituciji v (7) prinese:

1'1

'1

2

22

6322

632

iz

rz

r n

zyEr

nxEr

n (9)

Enačba (9) nam pove, da so x', y' in z osnovne osi elipsoida, kadar je prisotno zunanje električno polje v smeri z (slika 7).

Slika 7: Elipsoid, kadar je prisotno zunanje električno polje. [8] Kadar laserski sunek vpade na ravnino x'y' z vektorjem polarizacije v smeri y, nastane na izhodni ravnini z = l fazna razlika Γ, in sicer med dvema med seboj ortogonalnima komponentama polariziranima v smeri x' in y' (slika 8).

Slika 8: Shematski prikaz optičnih osi na Pockelsovem longitudinalnem modulatorju. [8] Fazna razlika Γ se imenuje elektrooptična retardacija in jo zapišemo kot:

c

Urnlnn

cr

yx63

3

''

(10)

9

kjer je U = Ezl napetost med robovoma kristala (elektrodami) v kristalni smeri z in ω kotna frekvenca vpadnega valovanja. V odsotnosti električnega polja je retardacija Γ = 0 in sunek je linearno polariziran v smeri izhodne ravnine x:

tAe

tAe

y

x

cos

cos

'

'

(11a) (11b)

V prisotnosti električnega polja lahko dosežemo Γ = π/2, kar nam da cirkularno polarizacijo, ki jo opišemo z:

tAtAe

tAe

y

x

sin2

cos

cos

'

'

(12a)

(12b)

Cirkularna polarizacija nas za laserski sistem v NIF ne zanima, zato uporabimo dvakrat večje polje in dobimo Γ = π, kar pomeni linearna polarizacija v smeri y, kar je zavrteno za π/2 glede na začetno polarizacijo v smeri x.

tAtAe

tAe

y

x

coscos

cos

'

'

(13a)

(13b)

Napetost, potrebno za Γ = π označimo z Uπ in jo zapišemo kot:

63

32 rnU

r

(14)

kjer je λ valovna dolžina vpadnega svetlobnega sunka. Uπ za KDP kristal znaša 5,8 kV. Na sliki 9 so prikazani rezultati polarizacije za različne napetosti od 0 do Uπ. Opazimo tudi, da bi lahko ta pojav uporabili tudi za amplitudno modulacijo, če bi Pockelsovo celico postavili med prekrižana polarizatorja. Izhodna svetloba ima možne polarizacije le linearno polarizirano vzporedno z vhodno polarizacijo (a), linearno polarizirano pravokotno na vhodno polarizacijo (i) in krožno polarizirano (b-h). Poljubne kote je možno dobiti le s polarizatorji pred celico, ampak vsak takšen poseg zmanjša prepustnost.

Slika 9: Diagram polarizacije glede na različne napetosti, na primer: U = 0 (a), U = Uπ/2 (e), U = Uπ (i). [8]

10

4.4 Žarkovna pot

Kot je prikazano na sliki 1, laserski sunek potuje čez optični sistem v naslednjem vrstnem redu: sunek nizke moči vstopi v ojačevalec pri transportnem prostorskem filtru. Po prehodu čez dvopasovni ojačevalec vstopi v periskop z dvema ogledaloma in polarizatorskim ogledalom. Polarizatorsko ogledalo prepušča polarizacijo v vzporedni smeri nemoteno, v pravokotni pa jo odbije kot klasično ogledalo. Periskop žarek usmeri na Pockelsovo celico. Pri prvem prehodu čez celico je celica neaktivna in polarizacija žarka je nespremenjena. Žarek je usmerjen čez štiripasoven ojačevalec in se odbije od ogledala LM1 ter se vrne nazaj na Pockelsovo celico. V tem trenutku je celica aktivna. Polarizacija žarka se zavrti za π/2, kar pomeni, da bo žarek tokrat nemoteno prešel polarizatorsko ogledalo in se odbil od ogledala LM2 ter se vrnil nazaj na Pockelsovo celico. Ta je pri tem prehodu ponovno aktivna in žarek zasuče še za dodatnih π/2, tako, da je sedaj ponovno vzporeden vhodnemu. Ko se žarek odbije od ogledala LM1, četrtič preide štiripasovni ojačevalec. Po tem prehodu je celica neaktivna in polarizacija se ne zasuče več, zato se žarek odbije na polarizatorju nazaj v periskop ter permanentno zapusti votlino glavnega ojačevalca. Pot, ki jo laserski žarek opravi od prvega prehoda čez Pockelsovo celico do zadnjega prehoda, kadar jo zapušča znaša 83 m, kar traja 277 ns. [7]. Polarizacije pri vsakem od štirih prehodov so za lažje razumevanje shematsko prikazane na sliki 10.

Slika 10: Shematski prikaz polarizacij po vsakem prehodu in delovanje Pockelsove celice. [7]

Z zgoraj opisanim načinom uporabe pomočjo Pockelsove celice dosežemo

namesto standardnega dvakratnega prehoda čez ojačevalnik štirikratni prehod. Lokacija

11

Pockelsovih celic v žarkovni poti je prikazana na sliki 11. Na sliki 11 lahko opazimo tudi dvopasovni ojačevalec. Čez njega prvič laser žarek potuje tik po vstopu v laserski sistem ter drugič ko prispe iz periskopa, ko je že opravil štirikratni prehod čez štripasovni ojačevalec. Ogledala LM4,5,6,7,8 so prikazana poenostavljeno dvodimenzionalno. V realnem sistemu so postavljena tako, da usmerjajo vsak žarek posebej v kroglasto komoro iz vseh strani. Za vsak žarek so nakloni ogledal različni, tako, da homogeno porazdelijo prihod žarka v cilinder.

Slika 11: Shematska predstavitev žarkovne poti v NIFu in relativna lokacija Pockelsovih celic. [7]

4.5 Model plazemskih elektrod Za lažjega razumevanja dogajanja v plazemskih elektrodah bomo elektrodo obravnavali kot enodimenzionalno, pritisnjeno ob rob kristala. Zapišimo kontinuitetno enačbo in enačbo gibalne količine za plazmo:

x

nDvn

q

q

St

n

iiii

i

ii

iii

(15)

(16)

kjer so ni gostota delcev, Di koeficient difuzije, vi hitrost delca, ki je nastala zaradi električnega polja (drift), qi naboj in Si hitrost generiranja nabitih delcev (rate). Naraščanje števila nabitih delcev je odvisno pretežno od trkov, zmanjševanje pa od rekombinacije. To zapišemo v obliki:

peeeepe nnRvnSS (17)

kjer indeks e obravnava elektrone in indeks p ione. Re je koeficient elektronske rekombinacije in znaša Re = 2 × 10-12 cm3s-1.

Zapišimo število ionizacij na cm poti elektrona v smeri električnega polja:

2

1

4.16

5,6 pe (18)

12

S p označimo tlak helija v celici, z pa povprečno energijo elektrona, ki jo dobimo iz energijskega fluksa za enodimenzionalen primer:

eei VVzEdz

d (19)

kjer je Vi potencial ionizacije in Ve potencial vzbujenega stanja atoma helija. Koeficient δe = 0.5 α je faktor hitrosti nastajanja vzbujenih stanj. Izguba energije zaradi elastičnih trkov je tukaj zaradi majhnega prispevka zanemarljiva.

Spreminjanje gostote naboja v plazmi opiše Poissonova enačba:

ppp

edeeee

vnet

vnet

10

0

(20)

kjer so σe, σp gostota naboja elektronov in ionov, νde = 10 s-1 frekvenca desorpcije elektronov, γ = 0,01 delež sekundarnih elektronov na katodi. Izračunamo izkoristek stikala:

KDPP

PSKDP

KDP

CC

CUU

U

U

2

sin 2

(21)

(22)

kjer so UKDP napetost med stranicama kristala KDP, US napetost čez celo stikalo (2 plasti plazme in kristal KDP), CP kapaciteta plasti plazme, CKDP kapaciteta kristala KDP. Kapaciteto plazme opišemo z:

e

eD

DP

n

Tcm

SC

740

20

(23)

(24)

λD imenujemo Debyejeva dolžina, Te je temperatura elektronov (za plazmo so tipične vrednosti okoli 104 K. 4.6 Delovanje plazemsko-elektrodne Pockelsove celice

Pred prvim prehodom žarka so celice neaktivne. Okolica kristala je s pomočjo turbomolekularne črpalke, nameščene na ohišje enote, kot je prikazano na sliki 12, evakuirana na tlak pod 10-3 Pa. Pred zagonom celotne naprave napolnijo celice z mešanico He-O2 do tlaka okoli 10 Pa. Pred prihodom laserskega sunka, optično transparentna helijeva plazma z nizko gostoto služi kot elektroda za KDP kristal v Pockelsovi celici. Preboj v plazmi se proži dvakrat. Najprej so nekaj milisekund pred

13

prihodom žarka nabiti le stranski deli elektrod, kar prispeva k homogeni porazdelitvi plazme brez zgostitve plazme v osrednjem delu. V drugi fazi sledi delovno proženje z visoko jakostjo električnega toka nekaj mikrosekund pred prihodom žarka. Gostota elektronov pri delovnem proženju je ~1012 cm-3, kar predstavlja dovolj prevodnosti, da je čez celotno površina kristala vzpostavljeno homogeno električno polje.

Proženja so prikazana na sliki 13 in 14. Med elektrodama je delovna prožilna

napetost 16,4 kV.

Slika 12: Shema Pockelsove celice. Opazimo lahko, da večino volumna, ki ga ne zasedajo

optični elementi, zasedajo vakuumske črpalke, ki vzdržujejo tlak 10-3 Pa v stanju mirovanja in 10 Pa v stanju obratovanja. [7]

14

Slika 13: Prva šibka razelektritev plazme. [7]

Slika 14: Druga delovna razelektritev plazme. [7]

Slika 15. Shema elektrode PEPC. Takoj za njo se nahaja kristal KDP, katerega orientacija je prikazana z kristalnimi osmi. Za njim je še ena enaka elektroda. Razelektritev poteka

med anodo na vrhu komore in katodo na dnu. [7]

Med proženjem plazma tvori prevodne elektrode, ki med širjenjem žarka skozi glavno votlino pritiskajo longitudinalno električno polje na elektro-optični kristal KDP. Shema elektrode je prikazana na sliki 15. Polarizacija optičnega žarka se med delovno fazo obrne za π/2 pri vsakem od dveh prehodov, kar omogoča žarku, da ostane ujet v glavni votlini laserja polne 4 prehode preden zapusti votlino, kot je bilo opisano v poglavju 4.5. Trenutna tehnologija odzivnosti deformacijskega ogledala ne dovoli več kot 4 prehodov z dovolj dobrim izkoristkom. Ker želimo, da je celica v stanjih neaktivnosti,

15

aktivnosti in ponovno neaktivnosti v intervalu nekaj ns, je plazma primerna, saj dovoljuje večje tokove kot naparjena kovina, ki mora zaradi transparentnosti biti zelo tanka. Na slikah 16-19 [9] so v diagramih prikazana stanja v plazmi.

Slika 16: Tok med razelektritvijo helija. [9] Po razelektritvenem sunku toka, se tok stabilizira na okoli 3A, kar je dovolj za vzdrževanje konstantnega naboja na robu kristala

KDP. Časovno skalo nam določa impedanca plazme, katere realna komponenta je sorazmerna z razdaljo med elektrodama in obratno sorazmerna z gibljivostjo in gostoto

elektronov ter površino elektrode (nS

lR ).

Slika 17: Porazdelitev električne poljske jakosti ob različnih časih. [9] Opazimo, da se pred razelektritvijo (3 ns) plazma obnaša kot snov z veliko impedanco.

16

Slika 18: Napetost na kristalu KDP. [9] Po razelektritvi se eksponentno približuje vrednosti 16,4 kV.

Slika 19: Izkoristek celice oz. delež izhodnega svetlobnega toka s polarizacijo obrnjeno za π/2 glede na vhodno polarizacijo v primerjavi z vhodnim svetlobnim tokom. [9] Kot

smo zapisali v (21) je napetost v argumentu sin2, zato izkoristek narašča hitreje kot napetost in že pri t = 27 ns doseže 99%.

17

Slika 20: Porazdelitev gostote elektronov in ionov ob času t = 40 ns. [9] Vidimo, da razen

v bližini elektrod je plazma pretežno homogena. 5. Zaključek

Navkljub pet letnemu zamiku, trikratni prekoračitvi stroškov in tehničnim razvojnim problemom je bil National Ignition Facility 30. marca 2009 uspešno dokončan. Že pred tem so pri testnem delovanju 26. februarja 2009 prvič zagnali vseh 192 laserjev, katerih žarki so se združili v eksperimentalni komori. 10. marca 2009 je bila prvič presežena meja 1 MJ v laserski tehniki. [1] Otvoritvena proslava in hkratno delovanje vseh 192 laserjev je bilo 29. maja 2009, prva fuzija pa bo v letu 2010. Plazemske Pockelsove celice se obravnavajo kot eden večjih prispevkov NIF laserski tehniki. 6. Viri [1] Lawrence Livermore National Laboratory Newsline (http://newsline.llnl.gov/,

2009) [2] E.I. Moses, The National Ignition Facility: Status and plans for laser fusion and high

energy-density experimental studies (LLNL, Livermore, 2001) [3] J.F. Holzrichter, Lasers and ICF experiments at Livermore (LLNL, Livermore, 2006) [4] C.A. Haynam, National Ignition Facility laser performance status (LLNL, Livermore,

2008) [5] V. Agrež: Internal confinement fusion (Seminar v četrtem letniku, FMF, 2009) [6] E.I. Moses, NIF: A Path To Fusion Energy (LLNL, Istanbul, 2007) [7] P.A. Arnold,…, Deployment, Commissioning and Operation of Plasma Electrode

Pockels Cells in the National Ignition Facility (Photonics West, San Jose, 2004) [8] A. Yariv: Optical Electronics in modern communications (Oxford, 1997) [9] Z. Xiaojun: One-dimensional model of a plasma-electrode optical switch driven by

one-pulse process (Optics Express 2881, Optical Society of America, 2006)