Управление свойствами плотной плазмы фемтосекундного лазерного импульса и инициирование низкоэнергетических ядерных процессов, страница 8

При этом в случае атомов ртути при интенсивности лазерного излучения 30 ПВт/см2 оказывается возможной ситуация сохранения ионов с Z>26 вколичестве порядка нескольких процентов от общего числа ионов на временах порядка0,1–1 нс, сравнимых с временем жизни возбужденного состояния ядра 201Hg. Анализ показывает, что наличие таких ионов приводит к значительному увеличению количества гаммараспадов возбужденных ядер и к увеличению времени жизни возбужденного состоянияядра.Зарегистрированное нами существенное увеличение эффективности возбуждениянизкоэнергетических изомерных ядерных уровней изомерных в плазме, создаваемой фемтосекундным лазерным импульсом интенсивностью свыше 10 ПВт/см2, позволяет вернуться на новом уровне к идее о разделении изотопов за счет селективного возбуждениянизкоэнергетического ядерного уровня одного из них.

Ключевой идеей предлагаемогоспособа разделения изотопов является получение в результате такого процесса однократно ионизованных ионов одного выделенного изотопа за счет селективного фотовозбуждения его низкоэнергетического уровня с последующим распадом через внутреннюю электронную конверсию. При этом предполагается, что другие изотопы с тем же зарядом ядране имеют низкоэнергетического изомерного ядерного уровня вблизи области фотовозбуждения.Оценки показывают, что для фемтосекундного лазера с энергией в импульсе порядка 1 Дж и частотой следования импульсов 30 Гц возможно получение микроскопиче-26ских количеств изотопа Fe-57 до 10 нг в час. Степень обогащения изотопа будет определяться эффективностями процессов рекомбинации ионов плазмы до атомарного состоянияи вытягивания однократно ионизованных ионов из объема рекомбинировавшего газа.Данный подход может быть распространен и на сепарацию нестабильных долгоживущихизотопов.Основные результаты и выводы1.

Создан ряд программных пакетов, позволяющий проводить численное моделированиеодномерной пространственно-временной динамики формирования и разлета плазмы привоздействии на нее ФЛИ интенсивностью от 1014 до 1017 Вт/см2 и длительностью до1000 фс, в том числе при наличии предымпульса. Эти пакеты использованы при анализеданных, получаемых в экспериментах по оптической, рентгеновской и ионной диагностике плазмы.2. Показано, что расчет кинетики ионизации и рекомбинации разлета горячей плотнойплазмы с начальными температурой свыше 100 эВ и плотностью, близкой к твердотельной, должен проводиться с учетом связно-связанных электронных переходов. Число возбужденных уровней, которые необходимо учитывать при таком расчете, изменяется от 3до 10 в зависимости от плотности и температуры плазмы, а также ее атомарного состава.3. Проведены измерения выхода мягкого рентгеновского излучения из плазмы ФЛИ длямишеней с различным атомным номером (B4C, Fe, Ta) и показано, что при воздействииФЛИ с интенсивностью свыше 1015 Вт/см2 (λ=308 нм, τ≈400 фс) формируется горячаяплотная плазма с температурой свыше 100 эВ, время жизни которой не превышает 3–5 пс.При этом для легких мишеней (B4C) основная часть энергии рентгеновского спектра заключена в линейчатом излучении водородо- и гелиоподобных ионов при эффективностиконверсии до 1 %.4.

Создан аппаратно-диагностический комплекс, позволяющий проводить характеризацию горячего электронного компонента на основе индуцируемых им процессов: регистрации электронов, ионов и рентгеновского излучения плазмы:4.1. Зарегистрирован энергетический спектр электронов плазмы ФЛИ и подтверждено, чтоон состоит из двух компонентов, каждый из которых может быть аппроксимирован максвелловским распределением с температурой в 250 эВ и 4 кэВ соответственно (приI ~ 2х1016 Вт/см2, λ=616 нм, τ=200 фс);4.2.

Показано, что эффективно преобразования в жесткое рентгеновское излучение вплазме ФЛИ (энергия квантов свыше 3 кэВ) пропорциональна атомному номеру мишениA3/2 вне зависимости от спектрального интервала регистрации в диапазоне 3–100 кэВ идостигает 10-5 при интенсивности 2х1016 Вт/см2;4.3.

Предложен и реализован метод оценки средней энергии горячего электронного компонента в одном лазерном импульсе, основанный на одновременной регистрации энергии рентгеновского излучения в двух спектральных интервалах. С помощью этого метода прослежено изменение средней энергии горячего электронного компонента при изменении параметров ФЛИ (I ~ 5х1015–4х1016 Вт/см2, λ=532, 616, 1064 нм, τ=0,2 и 1 пс).Темп роста средней энергии горячих электронов с интенсивностью ФЛИ для мишени Siсоставляет εh~I0,7±0,1 при высоком контрасте (>104 по интенсивности) и длительности импульса 200 фс и εh~I0,3±0,1 при плохом контрасте (хуже 100 по интенсивности) импульсадлительностью 200 фс или длительности импульса 1 пс. Показано, что средняя энергиягорячего электронного компонента не зависит от атомного номера и материала мишенипри изменении атомного номера от 13 (Al) до 81 (Hg), а эффективность конверсии в горячий электронный компонент растет как A1/2; оценена эффективность конверсии энергии лазерного импульса в энергию горячего электронного компонента в 0,1–5 %.

Пред-27ложена модификация метода, позволяющая использовать его при релятивистских интенсивностях ФЛИ;4.4. Реализованы алгоритмы для анализа энергетического, зарядового и атомарного спектров ионов плазмы ФЛИ, позволяющие оценивать по одной экспериментальной реализации температуру и относительную концентрацию теплового и горячего электронныхкомпонентов, средний заряд плазмы и другие параметры при интенсивности ФЛИ свыше1014 Вт/см2 с точностью лучше 50%. Так при I ~ 2х1016 Вт/см2 для плазмы Si получено,что кратность ионизации составляет Z~10, температура тепловых электронов Te~500 эВ,а относительная концентрация горячих и тепловых электронов ξ~100.4.5.

Показано совпадение оценок средней энергии горячих электронов, полученных поизмерению электронного, ионного и рентгеновского спектров плазмы, составляющихεh~7±2 кэВ при I ~ 2х1016 Вт/см2, τ~200 фс, λ=616 нм (мишень Si);4.6. Выявлено, что передний фронт ионного тока плазмы ФЛИ (по нормали к поверхностимишени), образуемой при воздействии на твердотельную мишень (Si, Ti) в вакууме до10-5 Торр, формируется преимущественно ионами водорода (а также углерода и кислорода), распространяющимися со скоростью до 2х108 см/с. Средняя энергия ионов водорода составляет 9 кэВ при I ~ 2х1016 Вт/см2, а максимальная энергия достигает 35 кэВ.Средняя энергия ионов кремния при этом не превышает 3 кэВ/нуклон, при том что максимальная энергия достигает 70 кэВ для ионов Si3+.

При этом ионный ток плазмы ФЛИвдоль поверхности мишени (Si, I ~ 2х1016 Вт/см2) не содержит быстрых ионов, а скоростьрасширения плазмы в этом направлении составляет 3х107 см/с;4.7. Использование «греющего предымпульса» наносекундной длительности с плотностью энергии менее 10 Дж/см2, имеющего регулируемое опережение от 100 мкс до100 мс относительно фемтосекундного лазерного излучения, позволяет управлять количеством лазерно-индуцированных протонов высокой энергии и эффективно очищать поверхность мишени за счет удаления с поверхности мишени молекул, содержащих водород, углерод и кислород.

В отличие от непрерывного теплового нагрева поверхности лазерная импульсная очистка обеспечивает большие температуры нагрева и может эффективно применяться для любых твердотельных мишеней.5.Обнаружено, что разлет плазмы ФЛИ, включающей атомы с энергией сродства кэлектрону порядка 0,1–2 эВ, сопровождается формированием высокоэнергетических отрицательных ионов этих элементов. Средняя энергия ионов H-, C-, O- и Si-, формирующихся при облучении мишени Si ФЛИ с I ~ 2х1016 Вт/см2, составляет 7–9 кэВ, а максимальная энергия достигает 35 кэВ. Формирование отрицательных ионов связано с рекомбинацией в разлетающейся плазме за счет наличия остаточного газа в камере взаимодействия, в то время как их энергия определяется разлетом плазмы ФЛИ.

На примере кремниевой мишени показана корреляция энергетического спектра отрицательных ионов H, Si,O и C с энергетическим спектром положительных однократно заряженных ионов с тем жеатомным номером;6.Предложены, обоснованы и реализованы методы управления свойствами плазмыФЛИ за счет модификации свойств мишени при фиксированной интенсивности ФЛИ:6.1. Показано, что использование сверхтонких свободновисящих углеродных пленоктолщиной менее 100 нм позволяет повысить температуру тепловых электронов плазмыс 200 эВ до 600 эВ при интенсивности ФЛИ в 5х1015 Вт/см2 (λ=616 нм, τ=200 фс). Приэтом выход рентгеновского излучения в области свечения водородоподобных ионовуглерода возрастает в 3–4 раза до 0,8%. В численном эксперименте выявлено, что длительность импульса рентгеновского излучения в области 3,37 нм составляет 0,2 пс, а надлине волны 4,02 нм – 0,4 пс.

Расширение спектрального диапазона возможно при ис-28пользовании свободновисящих металлических пленок Ni, W и др. Так, уменьшениетолщины мишени Ni с 50 нм до 10 нм увеличивает выход рентгеновского излучения сэнергией квантов 3 кэВ на два порядка;6.2. Обнаружено, что плазма, создаваемая ФЛИ на кремниевых мишенях с высокопористым приповерхностным слоем (пористость P~5–6), обладает в 1,5 раза большейсредней энергией горячих электронов εh~10 кэВ (I~2х1016 Вт/см2, λ=616 нм, τ=200 фс)при неизменной полной энергии горячего электронного компонента и в 10–100 разбольшей эффективностью свечения в жестком рентгеновском диапазоне (5–100 кэВ).Темп роста средней энергии горячих электронов с интенсивностью ФЛИ для высокопористого кремния (P~6) составляет εh~I1,4±0,3. Показано, что ухудшение контраста поинтенсивности от 104–105 до 10–100, либо увеличение длительности ФЛИ до 1 пс приводит к исчезновению эффекта.

Прослежено влияние пористости на характеристикиплазмы ФЛИ при I~5х1015 Вт/см2 и 2х1016 Вт/см2 и показана однозначная связь наблюдаемых эффектов с наличием наноструктурированного слоя;6.3. Продемонстрировано, что лазерная модификация приповерхностного слоя кристаллических мишеней (Si, KDP, Ge) за счет формирования кратера с помощью ФЛИ сI~2х1016 Вт/см2 обеспечивает увеличение средней энергии горячих электронов от 4–5до 7–10 кэВ (I~2х1016 Вт/см2, λ=616 нм, τ=200 фс) и возрастание выхода жесткого рентгеновского излучения.

В случае металлических мишеней (Al, Fe, Cu, Zr, Ta, W) средняяэнергия для лазерно-модифицированных мишеней не возрастает, а выход жесткогорентгеновского излучения падает. Обнаружено, что для лазерно-модифицированноймишени Si телесный угол разлета ионов увеличивается до 2π стерад, а распределениеионов по энергии становится существенно немонотонным с 3–4 максимумами и максимальной скоростью ионов до 2х108 см/с при I~2х1016 Вт/см2 как по нормали к поверхности мишени, так и вдоль нее;6.4.

Расчетным путем показано, что эффективное усиление локального электромагнитного поля на границе плазма-вакуум при взаимодействии ФЛИ с поверхностью пористой твердотельной мишени может достигать 15–20. Для достижения такого эффектаплазма должна иметь максимальную температуру тепловых электронов при их минимальной концентрации, т.е. эффект может быть получен для мишеней с малым атомным номером;6.5.

Обосновано, что при использовании пористых мишеней ионная температура плазмы ФЛИ может возрасти до 1–10 кэВ. Предложено использовать структурированныетвердотельные мишени с плотностью дейтерия в приповерхностном слое порядка твердотельной для генерации нейтронов и другого ядерного излучения при облучении таких мишеней ФЛИ с интенсивностью 1016–1017 Вт/см2.7.Развиты экспериментальные подходы и зарегистрирован гамма-распад низкоэнергетического изомерного уровня стабильного изотопа 181Ta (энергия возбуждения6,238 кэВ, время жизни 6 мкс) при его возбуждении в плазме ФЛИ при I~2х1016 Вт/см2.Показано, что регистрация эффекта возможна даже при энергии лазерного импульса в200 мкДж.8.На примере изотопа Fe-57, обладающего низкоэнергетическим ядерным уровнем сэнергией 14,41 кэВ и временем жизни 98 нс, расчетным путем показана возможность использования эффекта возбуждения низкоэнергетических ядерных уровней в плазме ФЛИдля разделения изотопов.