Автореферат (Моделирование и оптимизация лазерно-плазменных источников корпускулярного и электромагнитного излучения), страница 4

5 Распределение z – компоненты скоростипротонов в момент времени t  550 фс: 1 –протоны,движущиесясфронтальнойповерхности предплазмы навстречу лазерномуимпульсу; 2 – протоны из предплазмы,движущиеся вглубь алюминиевой мишени; 3 –протоны с тыльной поверхности мишени,движущиеся по направлению распространениялазерного импульса.Рис. 6 Зависимость максимальных энергийпротонов от времени: 1 – протоны сфронтальной поверхности предплазмы,движущиесянавстречулазерномуимпульсу; 2 – протоны предплазмы,движущиеся вглубь мишени; 3 – протоны стыльной поверхности мишени, движущиесяпонаправлениюраспространениялазерного импульса; 4 – временная(гауссова) форма лазерного импульса вусловных единицах.Поскольку в случае алюминиевой мишени эта граница оказывается более резкой, тоускоряющие поля, а следовательно, и максимальные энергии протонов оказываются больше,чем в случае размытой границы предплазмы с вакуумом.

Рис. 6, на котором показанызависимости максимальных энергий протонов от времени, подтверждает этот вывод.Полученные в расчете максимальные энергии протонов указанных трех потоков хорошосоответствуют результатам экспериментальной работы [31].Механизм ускорения протонов под действием электростатических полей награницах мишени (получивший в англоязычной литературе название target normal sheathacceleration) широко исследован в работах различных авторов (см. например, [11, 26, 31, 32]),однако используемые в них аналитические модели нередко несоответствуют друг другу. Мыпроанализировали эти модели и уточнили их параметры, в результате чего результатыаналитических расчетов стали точнее описывать данные численного моделирования [A10,A11].

В отличие от гладких кривых 1 и 3 на рис. 6, для которых механизм ускоренияпротонов одинаков, кривая 2, соответствующая протонам, ускоренным из предплазмы понаправлению распространения лазерного импульса (группа 2 на рис. 5), испытывает дваизлома в моменты времени t  500 фс и t  700 фс.16Как следует из расчета, в момент времени t  500 фс протоны предплазмы,ускоренные в направлении лазерного импульса, попадают в алюминиевую мишень, покоторой движутся практически без ускорения.

Спустя примерно 200 фс наиболее быстрыепротоны выходят из мишени с ее тыльной стороны, попадают в ускоряющееэлектростатическое поле, в котором продолжают набирать энергию аналогично протонам изгруппы 3 на рис. 6.Механизмом, приводящим к первоначальному ускорению протонов предплазмы понаправлению распространения лазерного импульса, является световое давление P=2RI(t)/c[22], действующее на критическую поверхность предплазмы (на которой концентрацияплазмы достигает значения nc) при отражении от нее лазерного импульса; R - коэффициентотражения лазерного излучения. Как видно из рис.6, на начальном этапе лазерноговоздействия (при t < 500 фс) световое давление оказывается наиболее эффективныммеханизмом ускорения протонов предплазмы вглубь мишени. Используя закон сохраненияимпульса, переданного излучением тонкому слою предплазмы с плотностью nc , мыполучили зависимость координаты критической поверхности от времени в следующем виде:tzc ,teor (t )  zc (0)  02 RI (t )dt  ,cm p nc(4)где z c (0) - начальная координата критической поверхности предплазмы, m p - масса протона.Проведенное сравнение динамики критической поверхности, рассчитанной по формуле (4) срезультатами численного моделирования показало их хорошее соответствие.Раздел 2.5 посвящен аналитическому и численному исследованию особенностейотражения интенсивных фемтосекундных лазерных импульсов от плазменных мишенейоколокритической плотности [A12, А13].

В подразделе 2.5.1 дается краткий обзор последнихтеоретических и экспериментальных работ, посвященных данному вопросу. В подразделе2.5.2 на основе общеизвестных формул Френеля получено аналитическое выражение длякоэффициента отражения фемтосекундного лазерного импульса от резкой границы плазмыоколокритической плотности в случае нормального падения лазерного излучения. Привыводе выражения для коэффициента отражения напряженность электрического поляфемтосекундного лазерного импульса представлялась в виде совокупности гармоническихкомпонент путем разложения в интеграл Фурье.

Затем каждая гармоника умножалась насоответствующийспектральныйкоэффициент22RE ( )    pl  1  1   pl    , при    pl2отраженияRE ( ) ,(при   plRE ()  1 , где  pl  4e 2 ne me 17плазменная частота), и находился полный отраженный импульс путем обратногопреобразования Фурье. Анализ зависимости коэффициента отражения от длительностилазерного импульса показывает, что с уменьшением длительности импульса коэффициентотражения существенно уменьшается. Данный факт является следствием увеличенияширины спектра импульса при уменьшении его длительности.Зависимость коэффициента отражения от интенсивности лазерного импульса,обусловленная нелинейностью взаимодействия лазерного излучения с плазменной мишенью,исследовалась в подразделе 2.5.3 при помощи двухмерной XZ- версии кода KARAT.Рассматривалось отражение лазерного импульса с длиной волны λ = 1 мкм, длительностью2  30 фс и интенсивностью в диапазоне I 0  1016  1021 Вт/см , падающих нормально (вдольоси z) на плазменную мишень (с концентрацией электронов n, равной 0.5 nc, 0.75 nc, и nc ).Было установлено, что для всех рассмотренных концентраций n коэффициент отражениясначала убывает в интервале интенсивностей импульса 1016 - 5·1017 Вт/см2, затем следуетвозрастание – локальный максимум находится в интервале 1018 - 1019 Вт/см2, наконец приинтенсивности более 1019 Вт/см2 коэффициент отражения вновь убывает практически донулевых значений (так называемый эффект релятивистского просветления1).

Обнаруженноеповедение коэффициента отражения обусловлено развитием в плазме вынужденныхпроцессов, влияющих на отражение.В результате проведенного в подразделе 2.5.4 исследования было установлено, чтопри воздействии интенсивного лазерного излучения на плазменную мишень в ней возникаетпродольная квазипериодическая пространственная модуляция электронной плотности,локальные максимумы которой совпадают с минимумами (нулями) электромагнитного поля,а также обусловленная ей продольная (вдоль оси z) компонента электрического поля.Пространственный период модуляции электронной плотности равен половине длины волнылазерного излучения в плазме.

Частота продольной компоненты электрического поля равнаудвоенной частоте электромагнитной волны. По мере распространения падающейэлектромагнитной волны вглубь плазменного слоя смещается и указанная пространственнаяструктура электронной плотности. В ходе исследования было получено, что величинаскорости смещения локальных экстремумов электронной плотности вглубь плазмысовпадает с фазовой скоростью электромагнитной волны, а величина скорости смещенияогибающей структуры электронной плотности Vee совпадает с групповой скоростью2VgrEM  c 1    pl  электромагнитной волны в плазме. При отражении той части лазерного1Возможные проявления эффекта просветления, обусловленного переходом металл-диэлектрик при лазерномиспарении металлов, исследованы в работах [А14-А16].18импульса, которая падает на плазменный слой с уже сформированной структуройэлектронной плотности, наблюдается эффект Допплера: в спектре отраженной волныприсутствует не только исходная частота падающего излучения, но и частотный сдвиг вкрасную сторону, соответствующий отражению от границы раздела сред, движущейся соскоростью Vee .Проведенные в подразделе 2.5.4 модельные расчеты оптических характеристикподобной слоистой среды показали, что ее наличие объясняет наблюдаемые особенностикоэффициента отражения интенсивных лазерных импульсов от плазменных мишенейоколокритической плотности.Третья глава диссертационной работы посвящена моделированию и оптимизациилазерно-плазменных источников нейтронов и гамма-квантов, возникающих в релятивистскойлазерной плазме в результате протекания в ней ядерных и фотоядерных реакций, генерациигамма-квантов тормозного излучения при взаимодействии интенсивных фемтосекундныхлазерных импульсов с твердотельными мишенями.

Краткое введение в тему третьей главыдается в разделе 3.1.В разделе 3.2 численно исследуется протекание реакций ядерного синтезадейтронов (DD - реакций) при облученииинтенсивными фемтосекундными лазернымиимпульсами мишеней из дейтерированного полиэтилена [A17].В подразделе 3.2.1 анализируются экспериментальные и теоретические работы поэмиссии нейтронов из мишеней, содержащих дейтерий.

В частности, обсуждаетсяиспользуемый в работах [34, 35] метод моделирования эмиссии нейтронов, в которомфункции распределения по скоростям быстрых дейтронов, ускоренных в течение лазерноговоздействия, рассчитывались при помощи двухмерного PIC- кода, а затем использовались вкачестве начальных условий для расчета эмиссии нейтронов при взаимодействии быстрыхдейтронов с покоящимися дейтронами мишени методом Монте-Карло. Одним изнедостатков метода [34, 35], на что указывают сами авторы работы [34], являетсяневозможность учета динамики нагрева атомов мишени при их взаимодействии с пучкамиэлектронов и дейтронов, ускоренных лазерным импульсом.Нами предложен метод моделирования эмиссии нейтронов, лишенный указанногонедостатка, в котором вычисляется вероятность акта DD- реакции на каждом шаге повремени для каждого дейтрона в процессе самосогласованного PIC –моделированиявзаимодействия интенсивного лазерного импульса с мишенью, содержащей ионы дейтерия.Данный подход реализован в рамках кода KARAT.

Описание блока генерации нейтронов входе DD- реакций в коде KARAT, приводится в подразделе 3.2.2.19Тестирование блока генерации нейтронов, описанное вподразделе 3.2.3,проводилось путем детального сравнения результатов моделирования эмиссии нейтронов входе DD- реакций в релятивистской лазерной плазме предложенным нами методом срезультатамиработы[35],посвященнойдейтерированного полиэтиленамоделированиюфемтосекунднымлазернымоблучениямишениимпульсом,атакжеизсрезультатами экспериментальных работ [36-39].Мишень представляла собой слой дейтерированного полиэтилена (CD2)n толщинойl0  4 мкм и шириной d0  12 мкм и моделировалась как однородная бесстолкновительнаяплазма, состоящая из электронов с концентрацией ne  1.64 1023 см-3, ионов углерода C2+концентрацией nC  4.111022 см-3, и дейтронов D+ концентрацией nD  8.22 1022 см-3, чтосоответствовало твердотельной плотности дейтерированного полиэтилена  pe  1.105 г/см3.Мишень облучалась по нормали лазерным импульсом линейной поляризации соследующими параметрами: длина волны   1 мкм, размер гауссова пятна облучения r0  3мкм, длительность импульса  0  160 фс, интенсивность I 0  1020 Вт/см2.На рис.

7 приводятся полученные в моделировании зависимости полных2кинетических энергий электронов ( e ), дейтронов ( D ) и ионов углерода ( C ) от времени.Для сравнения на рисунке штриховой линией показан также временной профильинтенсивности лазерного импульса (в условных единицах).Полная кинетическая энергия электронов достигает своего максимума на заднемфронте лазерного импульса, после чего начинает уменьшаться.