Автореферат (Моделирование и оптимизация лазерно-плазменных источников корпускулярного и электромагнитного излучения), страница 5

Энергия дейтроновувеличивается со временем и выходит на насыщение спустя примерно 500 фс послеокончания лазерного импульса. Эффективность преобразования лазерного излучения вкинетическую энергию дейтронов составила 5 % . Максимальная энергия отдельногодейтрона превышала 11 МэВ. В результате лазерного воздействия на мишень формируютсятри потока: дейтроны, движущиеся с фронтальной поверхности мишени навстречулазерному импульсу; дейтроны, движущиеся с фронтальной поверхности вглубь мишени;дейтроны с тыльной поверхности мишени, движущиеся по направлению распространениялазерного импульса. Проведенные расчеты показали, что ускоренной оказывается лишьмалая часть дейтронов на фронтальной и тыльной поверхности мишени, в то время какосновная масса дейтронов в ее объеме остается холодной.

Более того, только дейтроныдвижущиеся с фронтальной поверхности вглубь мишени (не более 0.5 % от общегоколичества дейтронов), эффективно участвуют в DD -реакциях.20Выход нейтронов в DD- реакциях как функция энергии падающего лазерногоимпульса приводится на рис. 8.1E91-eDE, ДжC1E7+2+N, ед.0,10,011000001E-3-[35]- [36]- [37]- [38]- [39]10001E-401002003004005000,11E, Дж10t, фсРис.7Полныекинетическиеэлектронов ( e ), дейтронов (Dэнергии) и ионов2углерода ( C ) в зависимости от времени.Штриховая кривая – временной профильлазерного импульса (в условных единицах).Рис.

8 Выход нейтронов в зависимости отэнергии падающего лазерного импульса:сплошная линия – результаты настоящегорасчета, пунктирная линия – результатымоделирования [35],экспериментальныеданные [36-39].Сплошной кривой с черными кружками показаны результаты настоящего расчета,пунктирной линией – результаты моделирования [35], а также экспериментальные данные[36-39].

Как видно из графика, используемый нами метод моделирования эмиссии нейтроновпозволяет получить лучшее соответствие с экспериментальными данными, чем метод,используемый в работе [35].На начальной стадии лазерного воздействия важную роль играет процессмногократной полевой ионизации атомов мишени [40, 41].

Для учета данного процесса намибыл разработан и внедрен в код KARAT блок многократной полевой ионизации, описаниекоторого приводится в подразделе 3.2.4. В основу этого блока была положена теориянелинейной фотоионизации [42-44].Использование блока полевой ионизации в условиях предыдущей задачи овзаимодействии интенсивного лазерного импульса с мишенью из дейтерированногополиэтилена [A18], позволило прояснить механизм ионизации атомов в объеме мишенитвердотельной плотности. Результаты моделирования приводятся в подразделе 3.2.5.Лазерное излучение, падая на фронтальную поверхность мишени, вызывает ионизациюатомов в тонком поверхностном слое толщиной порядка скин-слоя.

Образующиеся при этомсвободные электроны, ускоряясь в поле лазерного излучения, создают электрическое поле21разделения зарядов, которое приводит к распространению фронта ионизации вглубь мишени[41].Хотя лазерное излучение не проникает вглубь мишени, а полностью экранируетсяслоем ионизованного вещества, вся мишень толщиной l0  4 мкм оказывается полностьюионизованной. При интенсивности I 0  1020 Вт/см2 средняя степень ионизации атомовуглерода оказывается четырехкратной, при I 0  1021 Вт/см2 – шестикратной. Учет процессаионизации атомов углерода оказывает заметное влияние на полный выход нейтронов,поскольку дополнительно возникающие в процессе ионизации "холодные" электроныуменьшают энергию дейтронов, что снижает эффективность DD- реакций.

По этой причинеперспективными для эффективного протекания DD -реакций являются содержащие дейтерийтвердотельные мишени из атомов с малым числом электронов (например, из дейтеридалития).Дополнительная возможность увеличения выхода нейтронов при интенсивномфемтосекундном лазерном воздействии на мишени, содержащие дейтерий, заключается виспользовании объемно структурированных мишеней, в частности, слоистых. На рис. 9приводится схема счетной области соответствующего численного эксперимента.При облучении слоистой мишени из дейтерированного полиэтилена интенсивнымфемтосекунднымлазернымимпульсомнаграницахкаждогослояформируютсяэлектростатические поля разделения зарядов. В этих полях происходит ускорение дейтронов.В результате, внутри слоистой мишени формируются разнонаправленные потоки дейтронов,взаимодействие которых друг с другом и с покоящимися дейтронами мишени существенноувеличивает количество DD- реакций и полный выход нейтронов [A18].На рис.

10 показано распределение z-компонент электрического поля (чернаясплошная кривая) для мишени, состоящей из 16 слоев дейтерированного полиэтилена при ееоблучении фемтосекундным лазерным импульсом длительностью 45 фс и интенсивностью2I 0  4  1020 Вт/см : электрическое поле каждого слоя имеет биполярную форму сотрицательным и положительным экстремумами на левой и правой границе слоя,соответственно.

В областях экстремума поля происходит наиболее эффективное ускорениедейтронов, и формируются потоки, направленные от границ слоя.Если расстояние между слоями таково, что электрические поля от левой и правойграниц соседних слоев (за исключением крайних левого и правого слоя) начинаютперекрываться и взаимно компенсироваться, то эффективность ускорения дейтронов внутрислоистой мишени падает, что приводит к снижению выхода нейтронов.

Из проведенныхрасчетов следует, что при оптимальных размерах полостей (в интервале 0.5 - 1 мкм) в22слоистой мишени из дейтерированного полиэтилена выход нейтронов возрастает более чем в20 раз по сравнению со случаем сплошной мишени.ЛазерныйимпульсРис. 9 Схема счетной области при облучениифемтосекундным лазереным импульсомслоистой мишени из дейтерированногополиэтиленаРис. 10 Распределение z-компонентыэлектрического поля (черная кривая) вмишени, состоящей из 16 слоев. Штриховкойпоказанораспределениеплотностидейтронов.Отметим, что особенности воздействия на объемно-структурированные мишенилазерного излучения с параметрами, характерными для инерционного термоядерногосинтеза, подробно исследовались в работах С.Ю.

Гуськова, В.Б. Розанова и др. (см.,например, обзор [45] и цитируемую там литературу). Несмотря на другой механизмускорения дейтронов, реализующийся в условиях инерционного термоядерного синтеза,оптимальные параметры слоистых мишеней оказываются практически такими же, как врассмотренном выше случае фемтосекундного лазерного воздействия.Раздел 3.3 посвящен моделированию генерации гамма-квантов тормозногоизлучения при облучении тонких металлических пленок интенсивными фемтосекунднымилазерными импульсами [A19]. Измерение спектров гамма-квантов тормозного излученияможет использоваться для диагностики плазмы тонкопленочных мишеней-конвертеров,применяемых в схемах быстрого зажигания термоядерных мишеней в инерционномтермоядерном синтезе [46].В подразделе 3.3.1 приводится обзор экспериментальных и теоретических работ,посвященных исследованиям различных характеристик тормозного излучения ускоренныхдо релятивистских скоростей электронов при их кулоновском рассеянии на ядрах мишени,включая энергетический спектр и угловое распределение образующихся гамма-квантов.23Обращается внимание на имеющиеся трудности при определении температуры горячихэлектронов по энергетическому спектру гамма-квантов.

В частности, в работе [17]отмечалось, что излучение гамма-квантов имеет выраженную угловую зависимость,поэтому, угол наблюдения гамма-квантов определяет их спектр, а следовательно, итемпературу горячих электронов. По существу, вопрос о соотношении энергетическихспектров электронов и гамма-квантов оставался открытым.В подразделе 3.3.2 описана математическая модель блока генерирования гаммаквантов тормозного излучения включенного в код KARAT. В данной математическоймодели использовались результаты релятивистской теории тормозного излучения электронана ядре, приведенные в работе [47] и в книге [48].В подразделе 3.3.3 проводится тестирование блока генерирования гамма-квантовтормозного излучения на задаче, допускающей сравнение с аналитическими формулами:взаимодействии моноэнергетического пучка электронов с холодной плазменной мишенью.Полученные в моделировании энергетический спектр и угловое распределение гаммаквантов тормозного излучения в точности соответствуют аналитическим формулам.

Изпроведенных расчетов следует, что средняя энергия Eгамма-квантов, возникающих врезультате взаимодействия пучка электронов с мишенью, оказывается примерно в 25 разменьше начальной энергии электронов K 0 и описывается простой аппроксимационнойформулой:E (МэВ) = 0.039 K0 (МэВ)+0.016,(5)в которой энергии E и K 0 выражаются в мегаэлектронвольтах.Подраздел 3.3.4 посвящен моделированию генерации гамма-квантов тормозногоизлучения при облучении фольги из золота фемтосекундным лазерным импульсом с длинойволны   0.91 мкм и интенсивностью I 0  1021 Вт/см2.