Hochintensitätslaser 1 Einleitung

Hochintensitätslaser
(Angelehnt an den Artikel „Surfen auf dem Laserstrahl“ aus dem Physik Journal 5 (2006) Nr.10)
1 Einleitung
Mit Hochintensitätslasern können Brennpunktenergien von bis zu 1021 W/cm2 erreicht werden.
Höchste Spitzenintensitäten werden durch die Konzentration eines Lichtpulses von moderater Energie
auf eine extrem kurze Zeit und eine winzige Fläche erzielt. Bei solchen Intensitäten lässt sich die
Wechselwirkung des Lichts mit Materie nur mehr mithilfe der relativistischen Optik beschreiben, die
auch die Grundlage für den Prozess der Beschleunigung intensiver Teilchenpulse auf
makroskopischen Skalen darstellt.1
Man unterscheidet zwei Typen von Hochintensitätslasern. Zum ersten Typ gehören die
Hochleistungs- oder Petawatt-Laser die aus dem Umfeld der Laserfusionsforschung hervor gingen.
Diese waren auch die Ersten. Sie geben einzelne 10-12 s kurze Laserpulse mit typischerweise 1000
Joule Energie ab und füllen eine große Halle. Den zweiten Typ bilden Ultrakurzpulslaser, die auf der
Basis von Spektroskopielasern entwickelt wurden. Sie passen auf wenige Tische in einem kleinen
Labor (table top) und besitzen Pulsenergien um 1 Joule. Ihre Pulse sind kürzer als 10-13 s, und liefern
bis zu 10 Schüsse pro Sekunde.
Da Experimente mit Hochleistungslasern allerdings sehr kostenintensiv sind, ist die Zahl
systematischer Experimente stark limitiert. Die kompakten Ultrakurzpulslaser, produzieren zwar viel
weniger Lichtenergie und -leistung, erzeugen allerdings durch wesentlich kürzere Lichtpulse und
ausgezeichnete Strahlqualität dieselbe Lichtintensität I auf einer Probe.
Für einen Energieübertrag vom intensiven Lichtpuls auf geladene Teilchen, wie z.B. Elektronen, ist
jedoch lediglich das Produkt Iλ2 aus der Intensität und dem Quadrat der Wellenlänge des Lichts
entscheidend. Deshalb lassen sich mit den kompakten Ultrakurzpulslasern dieselben fundamentalen
Prozesse der Wechselwirkung von Licht mit Materie untersuchen wie mit den großen
Fusionslaseranlagen.
Die kompakten Hochintensitätslaser haben jedoch den großen Vorteil, dass Experimente wesentlich
kostengünstiger umgesetzt werden können, was die Geschwindigkeit des wissenschaftlichen
Fortschritts in der Laserplasmaphysik deutlich erhöht. So wurden neue Beschleunigungskonzepte
entwickelt, und Strahlen geladener Teilchen mit teilweise bisher einzigartigen Eigenschaften erzeugt.
Diese Teilchenemissionen aus Laserplasmen öffnen viele neue Anwendungen in der
Beschleunigerphysik, der Kern- und Astrophysik, der Röntgenphysik und in Zukunft vielleicht auch der
Biophysik und der Quantenelektrodynamik.
Die zurzeit weltweit 10 kleinen Ultrakurzpuls-Hochintensitätslaser haben in diesen Bereichen bereits
wesentliche Beiträge geliefert.
1.1 Hochintensitätslaser in Zahlen
Im Labor lassen sich heute maximale Lichtintensitäten von rund 1020 W/cm2 erreichen. Die im Fokus
des Laserpulses herrschende elektrische Feldstärke von über 1011 V/cm ist etwa hundertmal höher als
die Feldstärke, die das Elektron im Wasserstoffatom bindet. Der Druck des Lichts auf einen festen
Körper im Fokus beträgt viele Gigabar, und er wird auf Temperaturen von vielen Millionen Grad
erhitzt. Zugleich entstehen in dem lasererzeugten Plasma Stromdichten bis zu 1012 A/cm2 und
Magnetfelder von einigen tausend Tesla.
1.2 Hochleistungslaser PHELIX
PHELIX ist ein Hochleistungs- und Hochenergie- Laser für Grundlagenforschung im Bereich der
Hochenergiephysik am GSI Helmholtzzentrum für Schwerionenforschung in Darmstadt. Das Akronym
steht für “Petawatt High Energy Laser for Heavy Ion Experiments” (deutsch: Petawatt Hochenergie
Laser für Schwerionen Experimente). Mit der Anlage sollen fundamentale Prozesse in der Plasma-,
Astro- und Atomphysik erforscht werden.
Es ist derzeit (Stand 2009) Deutschlands größtes Lasersystem im Pulsbetrieb. Die besondere Stellung
dieser Laseranlage ergibt sich aus der Kombinationsmöglichkeit mit den an der GSI bestehenden
Schwerionen-Teilchenbeschleunigern.2 Er kann Laserpulse mit Energien von nahezu 1000 Joule und
mit Leistungen von fast einem halben Petawatt liefern.
PHELIX hat so große Ausmaße, dass er in einem Gebäude von der Größe eines zweistöckigen
Wohnhauses untergebracht ist. Der Strahl wird auf einen Durchmesser von bis zu 30 cm aufgeweitet.
Er kann entweder mit Spezialspiegeln zum Experimentierplatz am GSI-Beschleuniger gelenkt und dort
auf einen Punkt fokussiert oder an zwei Experimentierplätzen im Lasergebäude genutzt werden. Um
eine gute Strahlqualität zu gewährleisten, wird nur etwa alle 1,5 Stunden ein Laserpuls erzeugt.3
1.3 Ultrakurzpuls-Hochintensitätslaser JETI
JETI ist der Hochleistungslaser der Friedrich-Schiller-Universität Jena. Er ist ein 10 Terawatt
Titan:Saphir-Laser, also ein Festkörperlaser, der als optisch aktives Medium die Fluoreszenz von
Titan-Ionen benutzt, die als Dotierung in einem Korund (Al2O3)-Kristall vorliegen. JETI erzeugt
Laserpulse mit Energien von 1.3J und einer Länge von 8·10-14 s und liefert bis zu 10 Schüsse pro
Sekunde.4
Die Verstärkerkammer des Jenaer Hochleistungslasers passt auf einen optischen Tisch.
2 Funktionsweise von Hochintensitätslasern
Hochintensitätslaser arbeiten nach der Methode strecken, verstärken und komprimieren.
Laser beider Klassen erzeugen zunächst mit modengekoppelten Laserresonatoren ultrakurze
Laserpulse (<10-13 s) mit niedriger Pulsenergie (nJ) und mit hoher Wiederholrate (108 Hz). Einzelne
dieser Pulse werden anschließend um einen Faktor eine Milliarde bis eine Billion verstärkt und dann
im letzten Schritt auf einen möglichst kleinen Fleck fokussiert. Die verstärkten Laserpulse bringen
unweigerlich sehr hohe Intensitäten mit sich. Um optisch nicht lineare Prozesse unter Kontrolle zu
halten und letztlich auch die Zerstörung der Komponenten zu vermeiden, muss daher die
Lichtintensität vor dem Verstärken verringert werden, indem man Strahlquerschnitt und Pulsdauer
kontrolliert. Nach der Verstärkung werden die Pulse wieder nahezu auf ihre ursprüngliche Dauer
komprimiert. Zeitliches Strecken und Komprimieren geschehen in einfachen, passiven optischen
Aufbauten aus Reflexionsgittern und Teleskopen.
Zwischen Strecken und Komprimieren findet die Verstärkung statt, und hier unterscheiden sich die
Laserklassen in der Verwendung des laseraktiven Materials. Dieses stellt im Fall der Petawatt-Laser
meist ein mit seltenen Erden dotiertes Glas, und bei den kompakten Ultrakurzpulslasern ein mit
Titan3+-Ionen dotierter Saphir-Kristall (Ti:Saphir) dar. Deswegen ist die minimal erreichbare Pulsdauer
der Petawatt-Laser mit einigen hundert Femtosekunden relativ groß, und die maximale Intensität auf
einige 1020 W/cm2 beschränkt. Außerdem ist eine mehrminütige Abkühlphase zwischen einzelnen
Schüssen notwendig. Aufgrund der großen spektralen Bandbreite des Laserüberganges in Ti:Saphir
(λ=800nm±100nm) und der hohen Zerstörschwelle bei optischer Bestrahlung eignet sich dieser Kristall
nicht nur ausgezeichnet zur Erzeugung ultrakurzer Pulse, sonder auch zu ihrer Verstärkung, was den
kompakten Ultrakurzpulslaser zu einer erfolgreichen Alternative macht. Für diesen typische Parameter
sind Pulsenergien von 1 bis 2 Joule und Pulsdauern zwischen 30 und 100 fs und eine Wiederholrate
von bis zu 10 Hz.
Die Intensität im komprimierten Puls ist bereits so hoch, dass die nichtlineare Dispersion von Luft sein
Spektrum und seine Wellenfront stören würde. Daher muss der Laserpuls ab dem Eingang zum
Kompressor im Vakuum propagieren. Die abschließend möglichst gute Fokussierung wird in der Regel
mit parabolischen Spiegeln erreicht, da diese weder chromatische noch sphärische Abbildungsfehler
haben.
Heutige Ti:Sphir-Laser erreichen über den Brennfleck gemittelt Intensitäten von 1020 W/cm2, bei einer
elektrischen Anschlussleistung von 20 kW und einer benötigten Fläche von ca. 20 m2.
3 Wechselwirkung von Licht mit Materie
Wenn Licht auf Materie trifft, so übt das elektrische Feld eine Kraft auf die geladenen Elektronen aus
und diese schwingen im Rhythmus der elektromagnetischen Welle mit. Wenn die Intensität der
elektromagnetischen Welle steigt, werden die Elektronen bei ihrer Schwingung weiter ausgelenkt. Es
entstehen Oberwellen bei Vielfachen der ursprünglichen Frequenz. Dies ist der Bereich der
nichtlinearen Optik. Eine weitere Steigerung der Lichtintensität kann aber auch das Abtrennen der
Elektronen von dem Atomkern bewirken. Das Licht ionisiert die Materie und es entsteht ein heißes
Plasma, also Materie, die aus voneinander getrennten Elektronen und Atomkernen besteht.
Durch die hohe Intensität werden die Elektronen durch die elektrische Kraft nahezu auf
Lichtgeschwindigkeit beschleunigt und die magnetische Kraft die auf das Elektron wirkt wird so groß
wie die elektrische (für Geschwindigkeiten viel kleiner als die Lichtgeschwindigkeit wird der Einfluss
der magnetischen Kraft oft vernachlässigt, das ist in der folgenden Betrachtung allerdings nicht mehr
möglich). Außerdem nimmt die Masse der Elektronen, gemäß der speziellen Relativitätstheorie, mit
der Geschwindigkeit zu, was bei diesen hohen Geschwindigkeiten ebenfalls berücksichtigt werden
muss.
Eine Beschreibung bei sehr hohen Intensitäten (über 1016 W/cm2) ist also nur mehr mit relativistischer
Optik möglich.
3.1 Freies Elektron im intensiven Feld

Auf die Elektronen wirkt die Lorentz-Kraft FL
(
)
  
= e E + v × B , mit der Elementarladung e und der
Elektronengeschwindigkeit v . Wir betrachten ein freies Elektron in einer schwachen und ebenen
Welle, deren Dauer lang sein soll gegenüber ihrer Periode, sodass die Phase der Trägerwelle unter
der Einhüllenden des Laserpulses keine Rolle spielt. Durch die Berücksichtigung der magnetischen
Kraft auf das Elektron ergibt sich bei hohen Geschwindigkeiten ein zusätzlicher longitudinaler Impuls.
Das führt bei hoher Feldstärke zu einer anharmonischen Bewegung des Elektrons, und einer Emission
von Strahlung bei Vielfachen der Laserfrequenz (nichtlineare Thomson-Strahlung). Nachdem die
magnetische Kraft immer nach vorne gerichtet ist, könnte man meinen, dass dieser Effekt auch für die
Beschleunigung eines Teilchenstrahls durch den Laser verantwortlich ist. Ein anfänglich ruhendes
Elektron kann zwar zunächst Energie aus dem Puls aufnehmen solange dieser in seiner Intensität
ansteigt. Nimmt die Intensität des Lichtpulses allerdings wieder ab, so wird diese Energie an das
elektromagnetische Feld zurückgegeben und die Elektronen kommen an einem anderen Ort wieder
zur Ruhe.
Bewegung des Elektrons (grün) in einer elektromagnetischen Welle
links aus der Sicht eines ruhenden und rechts aus der eines mit der mittleren Geschwindigkeit mitbewegten Beobachters
3.2 Der relativistische Kanal
Geben wir die vereinfachte Vorstellung einer idealen ebenen elektromagnetischen Welle auf, dann
können wir die Bildung eines relativistischen Kanals beschreiben, der zur weiteren Fokussierung des
Laserpulses beiträgt. Wir nehmen also einen fokussierten Strahl an, so wie er an dieser Stelle auch im
Experiment vorkommt.
Im Zentrum des Laserstrahls, dort wo die Intensität am höchsten ist, oszillieren die Elektronen mit der
höchsten Geschwindigkeit. Bei relativistischen Geschwindigkeiten sind sie dort also besonders
„schwer“. Das hat zur Folge, dass der Brechungsindex des Plasmas dort am höchsten ist. Das Licht
wird zu Bereichen mit höherem Brechungsindex, also optisch dichteren Bereichen, hin gebrochen. Der
fokussierte Lichtstrahl schnürt sich dabei immer weiter zusammen wodurch seine Intensität weiter
steigt. Dem wirkt der Effekt der optischen Beugung entgegen, der einen weiteren Kollaps des Strahls
verhindert, wenn dieser den Durchmesser von wenigen Lichtwellenlängen erreicht hat. Der intensive
Lichtimpuls erzeugt eine Wellenleiterstruktur, einen so genannten relativistischen Kanal (Filament), in
dem er sich selbst gefangen hält. Wir haben es jetzt also nicht mehr mit einer ungestörten ebenen
elektromagnetischen Welle zu tun, sondern mit einer geführten Welle. Relativistische Kanäle erreichen
Längen von bis zu etwa 1mm, was etwa dem 10- bis 100fachen der typischen Fokustiefen des
Hochintensitätslaserstrahls entspricht. Das macht es möglich Elektronen über größere Strecken zu
beschleunigen.
3.3 Ponderomotorische Kraft
Da ein fokussierter Strahl ein räumlich variierendes Intensitätsprofil aufweist, kommt eine dem

Intensitätsgradienten proportionale Kraft zu tragen – die ponderomotorische Kraft F  ∝−λ 2⋅∇
pond
I
. Sie ist zu niedrigeren Intensitäten gerichtet. Die Elektronen werden also zusätzlich zu ihrer
Oszillationsbewegung radial aus dem Laserstrahl hinausgedrückt und so irreversibel beschleunigt. Da
allerdings die Elektronen mit unterschiedlichen Anfangsenergien und an unterschiedlichen Orten im
Laserpuls starten, sind die entstandenen Elektronenenergien breit verteilt. Deswegen reicht dieser
Mechanismus allein nicht aus um einen nutzbaren Strahl aus beschleunigten Elektronen zu erzeugen.
Auch mithilfe der oben beschriebenen Bildung eines relativistischen Kanals und der damit
verbundenen höheren Energien kann diese breite Verteilung der Elektronenergien nicht eingeschränkt
werden. Allerdings kann die resultierende makroskopische Ladungstrennung im Plasma zu stark
beschleunigenden Feldern führen, wie wir im Weiteren sehen werden.
4 Teilchenbeschleunigung mit Hochintensitätslasern
4.1 Beschleunigung von Elektronen
Hier kommt das Konzept der „laser wake field acceleration“ zu tragen. Dieses Prinzip beruht darauf,
dass die Elektronen des Plasmas durch die ponderomotorische Kraft des Lasers aus ihren
Gleichgewichtslagen gebracht werden, die Ionen wegen ihrer viel größeren Masse jedoch ruhen
bleiben. Die Vorderflanke des Laserpulses treibt die Elektronen nach vorne. Dadurch entsteht eine
rückwärtsgerichtete Coulomb-Kraft. Der Laserpuls überholt die Elektronen, sie werden nach hinten
über ihre Ruhelage hinaus beschleunigt. Dann bleibt die Coulomb-Kraft übrig, die nun nach vorne
wirkt. Es entsteht ein elektrisches Feld. Dieses erzeugt eine Plasmawelle. An der Vorderflanke des
Laserpulses herrscht Elektronenmangel, da diese dort verdrängt werden. An seiner Rückseite gibt es
dagegen einen Überschuss. Diese Dichteschwankung läuft mit dem Laserpuls mit.5 Die Situation
ähnelt einer Welle im Kielwasser (engl. „wake“) eines Schiffes. Da auf dieser Welle Elektronen
beschleunigt werden können, spricht man von „wake field acceleration“.
Das Plasma transformiert also die starken transversalen, oszillierenden Felder des Laserpulses in ein
sich mit dem Laser mitbewegendes, longitudinales Feld auf dem Elektronen nun, wie Surfer auf einer
Welle, mitlaufen und beschleunigt werden können. Die Elektronen müssen - wiederum ähnlich wie der
Surfer - mit der richtigen Geschwindigkeit und im richtigen Moment auf die Welle aufspringen.
Wird die Plasmawelle stark genug angetrieben, entsteht eine elektronenleere Blase, in die Elektronen
einströmen und alle auf die gleiche Geschwindigkeit beschleunigt werden.
Auftreten einer elektronenleeren Blase hinter dem Laserpuls bei sehr hohen Intensitäten
Die Energien dieser Elektronen können mehrere 100 MeV betragen. Auf der kurzen
Wechselwirkungsstrecke von unter einem Millimeter erfahren die Elektronen also dann den gewaltigen
Energiegewinnn von über 100 GeV/m. Die entstehenden Elektronenpulse sind kürzer als 100 fs und
enthalten bis zu 109 Teilchen.
4.2 Beschleunigung von Ionen
Wegen ihrer großen Masse können Ionen nicht, wie oben beschrieben die Elektronen beschleunigt
werden. Schießt man den kurzen relativistischen Laserpuls jedoch statt auf ein Gas auf eine
hauchdünne aber undurchsichtige Folie, so beschleunigt dieser im Plasma vor der Folie Elektronen
auf relativistische Energien, einige fliegen dann in die Folie hinein. Für die schnellen Elektronen ist die
dünne Folie transparent, für das Laserlicht allerdings nicht. Diese schnellen Elektronen bauen auf der
Rückseite der Folie ein hohes elektrisches Feld (100 GV/m) auf. Dieses beschleunigt die Ionen
senkrecht von der rückseitigen Folienoberfläche ins Vakuum („target normal sheath acceleration“). Da
die Felder sehr lokal auftreten, können durch ein gezieltes Beschichten der Folien mit kleinen Punkten
eines gewünschten Elements Ionen auch sortenrein und mit einigermaßen monoenergetischen
Spektren beschleunigt werden.
Schema der Ionenbeschleunigung durch Laserlicht
5 Mögliche Experimente
Technologisch und wissenschaftlich interessante Anwendungen der Elektronenstrahlen ergeben sich
in der Röntgen- und Kernphysik: Werden die Elektronen in einem schweren Target gestoppt, so
entstehen wiederum kurze Röntgen- und γ-Strahlungspulse innerhalb eines sehr kleinen
Quellvolumens. Mit dieser lasererzeugten harten Strahlung gelang es in den vergangenen Jahren, alle
elementaren Kernreaktionen wie (γ,n), (γ,p) und Kernspaltung auszulösen und auch erste erfolgreiche
Versuche zu Messungen von Reaktionsquerschnitten sowie zur Kernfusion zu unternehmen.
Richtet man zwei Laserstrahlen gegeneinander, dann kann man je nach Lage der Brennpunkte und
der Materiedichte Kollisionen von Photonen mit Photonen bzw. Elektronen realisieren. Beschleunigt
man mit beiden Laserstrahlen Elektronen, so werden Elektron-Positron-Paare erzeugt, deren
Nachweis bislang allerdings wegen des hohen elektromagnetischen Hintergrundsignals noch nicht
gelungen ist.
Und schließlich kann man darüber spekulieren, was geschieht, wenn man die beiden intensiven
Laserpulse im Vakuum kollidieren lässt. Man nähert sich allmählich einem Regime der nichtlinearen
Quantenelektrodynamik bei niedrigen Energien (eV), und hohen Feldstärken, das bislang
experimentell nicht zugänglich ist.
Durch Protonenstoß lassen sich kurzlebige angeregte Kerne erzeugen und deren Abregung in der
heißen, dichten Plasma-Umgebung untersuchen, was für astrophysikalische Fragestellungen von
Interesse ist.
Schließlich rücken allmählich auch für die Laserphysik ganz neue Anwendungen ins Blickfeld, wie die
Produktion kurzlebiger Radionuklide mit Lasern anstelle von Beschleunigern oder Kernreaktoren oder
in Zukunft vielleicht biologisch relevante Protonen- oder Ionenbestrahlung von Gewebe mit
laserbeschleunigten Teilchen.
1
http://www.fzd.de/db/Cms?pOid=23471
http://de.wikipedia.org/wiki/Petawatt_High_Energy_Laser_for_Heavy_Ion_Experiments
3
http://www.gsi.de/documents/DOC-2009-Dec-13-1.pdf#page=10
4
http://www.laserlab-europe.eu/events-1/archive-events/documents/microstructured-targets-for-producingmonoenergetic-proton-beams
5
http://www.physik.uni-jena.de/qe/Papier/diploma/Diplom_Schlenvoigt.pdf
2