Автореферат (Моделирование и оптимизация лазерно-плазменных источников корпускулярного и электромагнитного излучения), страница 6

Лазерный импульс имел гауссовпрофиль как по времени, так и по пространству, с длительностью 70 фс и размером пятнаr0  5 мкм. Мишень представляла собой фольгу из золота толщиной 0.5 мкм и длиной 28мкм, повернутую на угол 450 относительно направления распространения лазерногоимпульса. Мишень моделировалась как однократно ионизованная бесстолкновительнаяплазма, состоящая из электронов и ионов золота Au+ с концентрацией n  5.87 1022см-3,соответствующей твердотельной плотности золота.На начальном этапе воздействия лазерного импульса на мишень, область, в которойпроисходила генерация гамма-квантов приблизительно совпадала с размером лазерного24пятна. В дальнейшем область генерации гамма-квантов расширялась и охватывала весьобъем мишени.<E>, МэВ765432110,30,220,10,00,00,20,40,60,81,0t, псРис.

11 Временные зависимости средних энергийэлектронов (кривая 1) и генерируемых ими гаммаквантов (кружки). Кривая 2 получена из кривой 1пересчетом по формуле (5).Рис.12 Угловое распределение гаммаквантов тормозного излучения. Стрелкойпоказано направление распространениялазерного импульса; прямой линией,расположенной под углом 450, обозначеноположение мишени.На рис. 11 показана зависимость от времени средней кинетической энергииэлектронов (сплошная кривая 1) и гамма-квантов (кружки) Eв области, занимаемоймишенью.

Штриховая кривая 2 получена из кривой 1 пересчетом по формуле (5). Как видноиз рисунка, кривая 2 с хорошей точностью описывает поведение средней энергии гаммаквантов. Таким образом, аппроксимационное соотношение (5) устанавливает взаимнооднозначное соответствие между средними энергиями электронов и генерируемых имигамма-квантов, и может быть использована для выражения одной величины через другую вэкспериментах по взаимодействию интенсивных лазерных импульсов с тонкопленочнымимишенями.Ускоренные лазерным импульсом высокоэнергетичные электроны покидаютмишень, в основном, во время воздействия лазерного импульса.

Угловое распределениепокинувших мишень электронов имеет два выраженных максимума: один - в направлениипадения лазерного импульса, второй - в направлении, близком к направлению зеркальногоотражения лазерного излучения от мишени. Однако, основная - низкоэнергетичная частьэлектронов остается вблизи мишени.25Траектории этих электронов представляют собой суперпозицию колебательного ипоступательного движений вдоль мишени. Часто меняя свое направление, электроны имеютвозможность излучить гамма-кванты под любым углом. По этой причине угловоераспределениегамма-квантовзначительноотличаетсяотугловогораспределенияэлектронов, покинувших мишень.На рис.

12 приводятся угловые распределения гамма-квантов, излученныхэлектронами в течение 500 фс (серая кривая) и 1 пс (черная кривая). Стрелкой показанонаправление распространения лазерного импульса; прямой линией, расположенной подуглом 450, обозначено положение мишени.

Как видно из рисунка, угловое распределениегамма-квантов практически симметрично.Более того, угловое распределение гамма-квантов, излученных в течение первых500 фс (серая кривая) практически не изменяет свою форму за последующие 500 фс (чернаякривая), в течение которых количество гамма-квантов увеличивается вдвое. Это связано стем, что большинство гамма-квантов генерируются относительно низкоэнергетичнымиэлектронами, не покидающими мишень.

Однако, в случае высокоэнергетичных электронов,покидающих мишень, и генерируемых ими высокоэнергетичных гамма-квантов (с энергиейбольше 1 МэВ) их угловые распределения практически повторяют друг друга [A20].Раздел 3.4 посвящен численному исследованию субпикосекундного источниканейтронов, образующихся при воздействии интенсивного фемтосекундного лазерногоимпульса на тонкопленочную мишень из дейтерида палладия с учетом протекающих в нейDD-реакций,генерациигамма-квантовтормозного излучения,а такжереакцийфоторасщепления дейтронов [A21].

В подразделе 3.4.1 обосновывается выбор дейтеридапалладия в качестве вещества, перспективного для эффективного фоторасщеплениядейтронов при интенсивном лазерном воздействии. В таких мишенях из-за большого зарядаZ ядер палладия эффективно протекает процесс генерации гамма- квантов тормозногоизлучения (сечение рассеяния пропорционально Z 2), кроме того концентрация дейтерия,растворенного в палладии, может достигать величин, сравнимых с твердотельными [49].Описание блока реакции фоторасщепления дейтрона, внедренного в код KARAT,приводится в подразделе 3.4.2, в котором сечение реакции фоторасщепления дейтронавычислялось по известным формулам, учитывающим электрическое и магнитно-дипольноевзаимодействие гамма-кванта с дейтроном [50]. Помимо реакции фоторасщепления в расчетемоделируется протекание реакций синтеза дейтронов (DD-реакции) по двум практическиравновероятным каналам с выходом нейтрона и ядра 3He, а также с выходом протона и ядратрития.

Описание блока DD- реакции с выходом нейтрона и ядра 3He приводится в26подразделе 3.2.2 настоящей главы. Блок, моделирующий реакцию D+D→T+p+4.03 МэВ,функционирует аналогично.В подразделе 3.4.3 описывается постановка численного эксперимента по облучениюинтенсивными фемтосекундными лазерными импульсами мишеней из дейтерида палладия, атакже обсуждаются его результаты.

Лазерный импульс линейной поляризации с длинойволны   1 мкм, размером гауссова пятна облучения r0  15 мкм и длительностью гауссоваимпульса  0  50 фс падал на мишень по нормали. В расчетах использовались значенияинтенсивности лазерных импульсов в диапазоне I 0  2.5  1020  4  1021 Вт/см2. МишеньпредставляласобойслойиздейтеридапалладияPdD0.6ширинойd 0  26мкм,рассматривались значения толщины мишени в диапазоне L=1 - 3 мкм. Для обеспечениялучшего поглощения лазерного излучения [51] фронтальная поверхность мишени задаваласьгофрированной с периодом и глубиной гофрировки 0.5 мкм.

Мишень моделировалась какоднородная бесстолкновительная плазма, состоящая из электронов с концентрацией-35+ne  3.427  1023 см , ионов палладия Pd c массой mPd  106,42 m p , концентрацией-3+nPd  6.12  1022 см и степенью ионизации N = 5, дейтронов D c массой mD  2 m p иконцентрацией nD  3.67  1023 см-3.Гамма-кванты с энергией, превышающей порог реакции фоторасщепления дейтерияEth  2.23 МэВ, возникают в релятивистской лазерной плазме в результате тормозногоизлучения ускоренных лазерным импульсом высокоэнергетичных электронов при ихкулоновском рассеянии на ядрах палладия. Воздействуя на дейтроны мишени эти гаммакванты формируют поток нейтронов, полный выход которых в единицу времени(интенсивность) Fn , оказывается пропорциональным количеству гамма-квантов N  ,th сэнергией, превышающей Eth .

Энергетический спектр нейтронов, образующихся в ходереакций фоторасщепления дейтронов, является максвелловским, что отражает характерспектра гамма- квантов, участвующих в этих реакциях.Помимо реакций фоторасщепления дейтронов, дополнительным источникомнейтронов служат реакции синтеза дейтронов (DD- реакции), в ходе которых образуютсянейтроны и ядра гелия 3He. В отличие от «термализованных» нейтронов, образующихся прифоторасщеплении дейтронов, нейтроны, возникающие в ходе DD- реакций имеют строгоопределенную кинетическую энергию 2.45 МэВ в системе центра масс.

Полный выходнейтронов N nD , а также максимальная величина интенсивности нейтронного источника FnDв случае DD- реакций оказываются примерно на два порядка выше, чем соответствующие27величины в случае реакций фоторасщепления дейтронов, поскольку максимальное значениесечения DD- реакции с выходом нейтрона (  max, D  0.11 Барн) в 55 раз большемаксимального значения сечения реакции фоторасщепления дейтрона.50060030032002FWHM, фсFWHM, фс4004002320010000,01100,51,01,52,02,53,0L, мкмРис.13Зависимостьдлительностейимпульсов нейтронов, образовавшихся вреакцияхфоторасщеплениядейтронов(кривая 1) и в DD- реакциях (кривая 2) оттолщины мишени L.

Кривая 3 - расчет поформуле (6) при I0 = 1021 Вт/см2 и R = 0.1.051015202025I0*10 , Вт/см3035402Рис. 14 Зависимость длительностей импульсовнейтронов,образовавшихсявреакцияхфоторасщепления дейтронов (кривая 1), в DDреакциях (кривая 2) от интенсивностилазерного импульса I0. Кривая 3 - расчет поформуле (6) при L = 2 мкм и R = 0.1.На рис. 13 и 14 приводятся зависимости длительностей импульсов нейтронов,образовавшихся в реакциях фоторасщепления дейтронов (кривая 1) и нейтронов,образовавшихся в ходе DD- реакций (кривая 2) от толщины мишени и интенсивностилазерного импульса, соответственно.

Кривая 3 – расчет по формуле (6) (см. ниже). Дляобъяснения практически линейной зависимости длительности нейтронного импульса оттолщины мишени (кривая 2 на Рис. 13) была предложена следующая модель: дейтроны нафронтальной поверхности под действием светового давления лазерного импульсаприобретают скорость, направленную вглубь мишени, VD  P mD nD , где P  2RI 0 c световое давление, R - коэффициент отражения лазерного импульса от мишени. Двигаясьпрактически с постоянной скоростью сквозь мишень, дейтроны вступают в DD- реакции схолодными дейтронами мишени, в ходе которых могут появляться нейтроны.

Длительностьимпульса нейтронов оценим по формуле: nD  L VD  L cmD nD (2RI 0 ) ,(6)где, напомним, L - толщина мишени.28Как видно из сравнения кривых 2 и 3 на рис. 13 и 14, формула (6) удовлетворительноописывает зависимости длительности импульса нейтронов, образовавшихся в ходе DDреакций, как от толщины мишени L, так и от интенсивности лазерного импульса I0 .Полный выход DD- нейтронов N nD с ростом интенсивности выходит на насыщениеза счет уменьшения времени пролета мишени ускоренными дейтронами и увеличениявероятности DD- реакций, в то время как полный выход нейтронов фоторасщепления N nпродолжает монотонно увеличиваться, поскольку и время, в течение которого возникаютгамма- кванты с энергией, превышающей порог фоторасщепления дейтрона, и вероятностьэтой реакций при увеличении интенсивности лазерного импульса растут.