Управление свойствами плотной плазмы фемтосекундного лазерного импульса и инициирование низкоэнергетических ядерных процессов, страница 7

Следовательно, оказывается возможным постановка рядауникальных экспериментов, в том числе и по ядерным процессам в плазме ФЛИ, реализация которых до настоящего времени связывалась с применением больших лазерных систем и достижением с их помощью релятивистских интенсивностей. По сути, речь идет обисследовании ядерных процессов в малом объеме при малом энерговкладе в мишень.В 4-ой главе диссертации рассмотрено возбуждение низкоэнергетических ядерныхуровней в плазме ФЛИ. В 1997 нами было предложено использовать для возбужденияядерных переходов с энергией до 10–20 кэВ плазму, создаваемую сверхкоротким лазерным импульсом с длительностью менее 1 пс и интенсивностью в 1–100 ПВт/см2. Такаяплазма обладает рядом важных преимуществ: плотность ионов, близкая к твердотельной~5х1022 см-3; высокая кратность ионизации и, как следствие, плотность электронов свыше1023 см-3; температура тепловых электронов до 1000 эВ; наличие горячего электронногокомпонента со средней энергией в 15–20 кэВ в рассматриваемом диапазоне интенсивностей.Среди основных механизмов возбуждения ядер фотонами и электронами плазмыследует отметить следующие: обратная внутренняя электронная конверсия, неупругоерассеяние электронов плазмы на ядрах, прямое фотопоглощение равновесного тепловогои линейчатого излучения плазмы, возбуждение ядер в атомных переходах, обратный электронный мостик.

Анализ эффективностей этих механизмов показывает, что в плазме ФЛИмогут быть созданы условия для возбуждения низкоэнергетических ядерных уровней, аэффективность фотовозбуждения становится достаточной для экспериментальной регистрации эффекта.При взаимодействии ФЛИ с плазмой генерируется большое число горячих электронов, и плазма ФЛИ становится эффективным источником жесткого рентгеновского излучения. Это существенно увеличивает эффективность возбуждения ядерных уровней сэнергией свыше 1–2 кэВ – диапазона, в котором интенсивность рентгеновского свеченияплазмы, связанного с тепловым электронным компонентом, быстро спадает.Таким образом, применение ФЛИ для создания плазмы позволяет существенно расширить диапазон энергий ядерных уровней, возбуждение которых можно рассматривать сточки зрения экспериментальной реализации.

Принимая для температуры горячих элек-22( )тронов <Eh> простую аппроксимацию < Eh >≈ 5 Iλ20.7кэВ (интенсивность нормирована2на 10 ПВт/см , длина волны на 1 мкм), полученную нами в результате анализа экспериментальных данных, и считая, что для возбуждения ядерного уровня с энергией εn необходимо приблизительное выполнение соотношения ε n ≈< Eh > , можно построить простуюдиаграмму (рис.12), демонстрирующую, что уже при интенсивностях до 100 ПВт/см2 возможно возбуждение ядерных уровней с энергией до 15 кэВ.Для проведения эксперимен222тов был выбран изотоп 181Ta, чтоIλ x10 ПВт/см µm6определялось рядом соображений:100%-ным содержанием изотопа в735Geестественном образце; относительномалой энергией первого возбужден457Feного уровня; достаточно большим3169временем жизни возбужденного соTm83стояния, позволяющим легко раздеKr2181Ta 239лить во времени гамма кванты иPu1 201собственноерентгеновское излуче205HgPbние плазмы; и возможностью про0ведения тестовых экспериментов с051015ε, кэВмишенью W.

Плазма вольфрамапрактически неотличима по своимРис.12. Зависимость «оптимальной» интенсив- интегральным характеристикам отности I от энергии низкоэнергетического ядер- плазмы тантала, поскольку их атомного уровняные номера отличаются лишь наединицу.

В то же время стабильные изотопы вольфрама не имеют низкоэнергетическихядерных уровней.Предварительная оценка числа возбужденных ядер N* может быть сделана на основе полученных в главе 2 данных об эффективности Kx преобразования энергии лазерногоимпульса W в рентгеновский диапазон с энергией квантов свыше 2 кэВ:δEN * ≈ 2n K xW ,(4)εnгде δEn ~ 1 эВ – спектральная ширина уширенного ядерного уровня и учтено, что ширинаспектра жесткого рентгеновского излучения плазмы ∆Ex и температура горячих электронов Th совпадают по порядку величины с энергией ядерного уровня εn. Поскольку длямишени из Ta при интенсивности лазерного импульса 20 ПВт/см2 Kx~2х10-5, то приW~1 мДж получим N*~1000 в одной лазерной вспышке.

С учетом коэффициента внутренней конверсии это дает около 10 гамма-распадов в полный телесный угол. Эти оценкисвидетельствуют о реалистичности регистрации эффекта в режиме счета одиночных гамма-квантов при обеспечении телесного угла регистрации порядка 10-2 стер.Нами проведены эксперименты с использованием двух лазерных систем: DYE, являвшейся базовой для разработки методологии эксперимента, и MBI. Эксперимент проводился с двумя мишенями – Ta и W. В первой серии экспериментов регистрация собственного рентгеновского излучения плазмы и гамма квантов, соответствующих распаду изомерного уровня, осуществлялась через выходные окна камеры, представляющие собойбериллиевые фольги толщиной 100 мкм, с помощью двух рентгеновских детекторов наоснове ФЭУ-119 и сцинтиллятора NaI(Tl).

Монохроматический источник 55Fe, излучающий рентгеновские Mn Kα1,2 кванты с энергией 5,9 кэВ, служил для калибровки детекто-23ров, а также для оценки вероятности регистрации рентгеновского кванта с энергией5,9 кэВ в наших экспериментах.Пример полученной зависимости числа гамма-квантов от времени приведен нарис.13а. Полученная оценка на время жизни возбужденного низкоэнергетического ядерного состояния τnuc=9,4±1,7 мкс находится в хорошем соответствии с извест60ным из литературы значением в 8,7 мкс.NОценка общего числа возбужденных влазерной плазме ядер (с учетом эффека40тивности методики регистрации, телесного угла приема детектора, коэффициента ВЭК) дает значение в 103–104 ядер20за одну лазерную вспышку.Во второй серии экспериментов слазерной системой MBI, проведенных004080при той же интенсивности I~10 ПВт/см2,t,мксв качестве детектора рентгеновского игамма излучения был использован электронно-оптический преобразователь сNмикро-канальной пластиной.

Пространственное разрешение системы позволялоб400одновременно и независимо регистрировать большое число рентгеновских квантов. Импульсное питание МКП обеспе200чивало подавление сигнала, связанного срегистрацией собственного рентгеновского излучения плазмы. Для подсчета0числа событий использовались специ01020альные алгоритмы распознавания изоτ, ì*“бражений пакета IMAQ в составе LabView.Рис.13.

Зависимость числа гамма-квантовАнализ данных, как и в первой от момента их регистрации для эксперисерии экспериментов, показывает стати- ментов, проведенных а) в МГУ и б) в MBI.стически достоверное превышение числасобытий для мишени из Ta над аналогичным значением для мишени W во всем диапазоневремен задержек. Аппроксимация последней зависимости экспоненциальной функциейдает для времени жизни τnuc оценку в 7±3 мкс.

Полное число возбужденных ядер с учетомтелесного угла приема МКП, квантовой эффективности МКП и коэффициента ВЭК оказывается порядка 106–107 в каждой лазерной вспышке (при оценке учтено также, что экспериментальная зависимость является интегралом по времени от реальной кинетическойкривой распада).В первом эксперименте полное число ядер в плазме объемом V~5х5х1 мкм3 составляло около 1012. Таким образом, эффективность возбуждения достигает η1e~10-8-10-9. Вовтором эксперименте полное число ядер в объеме плазмы V~80х80х1 мкм3 составляло порядка 5х1014, что дает для эффективности возбуждения η2e~ 2х10-8-2х10-9. Незначительноерасхождение в оценках эффективности возбуждения, полученное в двух независимыхэкспериментах, может быть связано как с различной температурой горячих электронов24плазмы вследствие разницы длин волн и интенсивностейTh1Th 2(∝ λ1 I12 λ2 I 22)1/ 3≈ 0,6 , таки с большей длительностью лазерного импульса во втором эксперименте (поскольку время существования горячего электронного компонента приблизительно совпадает с длительностью лазерного импульса).Для дальнейшей интерпретации полученных экспериментальных данных нами былпроведен анализ особенностей возбуждения и распада низкоэнергетических ядерныхуровней в плазме ФЛИ.

Последовательное описание динамики возбуждения низкоэнергетических ядерных переходов в горячей плотной плазме, создаваемой лазерными импульсами субпикосекундной длительности, требует учета специфики процессов, протекающихв такой плазме. В частности, время жизни возбужденного низкоэнергетического ядерногоуровня τnuc>1 нс намного превышает времена разогрева и остывания плазмы τp ~ 1–10 пс.Следовательно, возбуждение таких уровней происходит в существенно нестационарномрежиме. Важным становится и учет уширения ядерного перехода за счет эффектов Доплера, Зеемана, Штарка и пр.Поскольку эффективность возбуждения ядерных уровней в плазме ФЛИ зависит отплотности электронов и ионов, их температур и иных параметров, то нами был проведенанализ влияния динамики параметров плазмы на эффективность возбуждения.

Численноемоделирование проводилось с использованием программного кода, созданного для описания взаимодействия ФЛИ с плазмой. Расчет плотности фотовозбужденных ядер проводился на каждом временном шаге для каждой ячейки пространственной сетки, а затемпроизводилось интегрирование по пространству и, при необходимости, по времени. Прирасчете для данной пространственной ячейки использовались текущие значения параметров плазмы в этой ячейке. Расчет производился как для теплового, так и для горячегоэлектронного компонента, причем доля горячих электронов принималась равной 1%.Во всех случаях учет динамики параметров плазмы приводил к снижению оценкина эффективность фотовозбуждения ядерного уровня. Сильная пространственновременная зависимость температуры тепловых электронов плазмы приводит к существенному снижению эффективности фотовозбуждения ядерного уровня даже для 1,561 кэВуровня изотопа 201Hg.

Так толщина прогретого плазменного слоя не превышает 1 мкм, авремя, в течение которого температура слоя достаточна для эффективного возбужденияядерного уровня, совпадает с длительностью лазерного импульса. В то же самое время горячий электронный компонент обеспечивает эффективное возбуждение ядерного уровня.Как и ожидалось, для ядерного уровня изотопа 181Ta с энергией 6,238 кэВ тепловые электроны играют незначительную роль, в то время как учет динамики параметров плазмы невносит существенных изменений в оценку эффективности фотовозбуждения этого ядерного уровня. Следовательно, наши расчеты подтверждают основную роль горячих электронов даже в случае ядерных уровней с энергий порядка 1 кэВ.Нами был также рассмотрен ряд задач, связанных с применением эффекта возбуждения низкоэнергетических ядерных уровней в плазме ФЛИ.

Существенное расширениеполя исследований связано с переходом к исследованию возбуждения ядерных уровней,лежащих вблизи долгоживущего метастабильного уровня. С одной стороны, для такихуровней в еще большей степени, чем для низкоэнергетических ядерных уровней, характерны неполнота, либо отсутствие информации о свойствах этих состояний. С другой,здесь могут рассматриваться проблемы ускорения распада метастабильных ядерных уровней малым по энергии рентгеновским квантом.

Наиболее оптимистично оценки выглядятпри рассмотрении ядерных переходов с энергией 20–100 кэВ, для возбуждения которогонеобходима интенсивность в 100–1000 ПВт/см2. В качестве примера можно привести изо-25топ 178Hf с временем жизни метастабильного уровня 4,1 с. В этом случае с помощью рентгеновского кванта с энергией 88,9 кэВ можно инициировать рентгеновский каскад с общей энергией 1100 кэВ.Помимо первого возбужденного ядерного уровня существует целый ряд изотопов,в которых присутствует набор таких уровней, отделенных друг от друга и от основногосостояния промежутками в 1-50 кэВ: 73Ge, 83Kr, 161Dy, 171Yb, и т.д. Так, по нашим расчетамдля 161Dy двухквантовое возбуждение уровней 2 и 3 (через уровень 1) имеет тот же порядок величины, что и одноквантовый процесс.

При большей температуре электронов Th>30 кэВ эффективность двухквантового процесса становится даже большей, чем эффективность одноквантового. В то же самое время эффективность трехквантового процесса значительно меньше, чем одноквантового процесса, что связано с низкой вероятностью M2перехода 2→3. Таким образом, многоквантовые процессы могут играть важную роль привозбуждении в плазме ФЛИ ядерных уровней в изотопах, обладающих подобной структурой уровней.На кинетику распада низкоэнергетических ядерных состояний существенное влияние оказывают процессы, протекающие при остывании, рекомбинации и расширенииплазмы в окружающее пространство. Действительно, глубокая ионизация атомных оболочек может привести к полному, либо частичному, подавлению внутренней электроннойконверсии – основного канала распада возбужденного ядерного уровня. Это, в свою очередь, может привести к увеличению времени жизни возбужденного ядерного состояниявплоть до значения, соответствующего обратной радиационной ширине уровня.Численный анализ процесса внутренней электронной конверсии (ВЭК) для ионов свысокой кратностью ионизации был выполнен с использованием трех программ: программы расчета процесса ВЭК в ионизованных атомах и двух одномерных гидродинамических кодов, с добавлением специального модуля расчета коэффициента ВЭК в текущейпространственно-временной ячейке численной сетки.Результаты расчетов показывают, что наличие аргона в камере взаимодействияприводит к смещению кратности ионизации Z на фронте разлетающейся лазерной плазмыв сторону больших значений.