Диссертация (1097752), страница 16

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 16)

Поэтой причине величины, такие как полная энергия лазерного излучения,кинетическая энергия частиц, выход нейтронов и др., определялись наединицу длины (см) вдоль оси y. Предполагая вслед за авторами [7], чтопятно лазерного импульса является круговым, введем размерныймножитель r0  5.3  104 см для пересчета указанных величин в ихестественную размерность. В частности, полная энергия падающеголазерного излучения в этом случае составляетElaser   r02 I 0 0 / 2  2.26Дж,а полное число дейтронов N D  nD  l0  d0    r0  2.11013 .117На рис. 1 приводятся полученные в моделировании зависимостиполных кинетических энергий электронов ( e  ), дейтронов ( D  ) и ионовуглерода ( C 2 ) от времени.

Для сравнения на рисунке штриховой линиейпоказан также временной профиль интенсивности лазерного импульса (вусловныхединицахпоосиординат).Моментвремениt 0соответствует приходу лазерного импульса на поверхность мишени.Как видно из рис.1, полная кинетическая энергия электроновдостигает своего максимума на заднем фронте лазерного импульса,после чего начинает уменьшаться. Энергия ионов увеличивается современем и выходит на насыщение спустя примерно 0.5 пс послеокончания лазерного импульса. В момент времени t  240 фс, в которыйзаканчивается расчет в работе [7], полная кинетическая энергиядейтронов составляла 47 мДж (что примерно в 2.3 раз больше, чем вработе [7]), а к моменту t  800 фс достигала 115 мДж.

При этомэффективность преобразования лазерного излучения в кинетическуюэнергию дейтронов составила 5 % . Максимальная энергия отдельногодейтрона превышала 11 МэВ (в работе [7] - 8 МэВ). Таким образом,согласно расчету дейтроны набирают примерно в пять раз большуюкинетическую энергию, чем в работе [7], но за большее время. Отметим,что на относительно большую длительность процесса ускорения ионовпосле окончания лазерного импульса указывалось ранее, например, вработе [19]. Рассмотрим подробнее особенности ускорения дейтроновпри облучении мишени.

На рис. 2 приводится распределение z –компонент скоростей дейтронов в момент времени t  250 фс. Врезультате лазерного воздействия на мишень формируются три потокадейтронов: цифрой 1 обозначены дейтроны, движущиеся с фронтальнойповерхности мишени навстречу лазерному импульсу; цифрой 2 –дейтроны, движущиеся вглубь мишени; цифрой 3 – дейтроны с тыльнойповерхности мишени, движущиеся по направлению распространениялазерного импульса.118Рис.

2 Распределение z – компонент скоростей дейтронов в моментвремени t  250 фс.Как видно из Рис. 2, ускоренной оказывается лишь малая частьдейтронов на фронтальной и тыльной поверхности мишени, в то времякак основная масса дейтронов в ее объеме остается холодной (средняякинетическая энергия дейтронов мишени к моменту времени t  250 фссоставляет всего 13 кэВ). Более того, только дейтроны группы 2 на Рис.2, двигаясь в объеме мишени, могут эффективно участвовать в D-Dреакции с холодными дейтронами мишени, в то время как дейтроны изгрупп 1 и 3, несмотря на их большую энергию, не могут дать заметныйвклад в выход нейтронов.В работе [20] и во множестве последующих было показано, чтоосновным механизмом, приводящим к ускорению ионов вглубь мишени,является световое давление лазерного импульса при его отражении отповерхности мишени.

Из анализа функций распределения дейтронов по119энергиям, полученных в настоящем расчете, следует, что в объемемишени доля быстрых дейтронов с энергиями, превышающими 300 кэВ,достигала величины 0.5 % от общего количества дейтронов. Такимобразом, количество быстрых дейтронов в объеме мишени, эффективноучаствующих в D-D реакциях составляло ~ 1011. Отметим, что такаяоценка количества быстрых дейтронов при сходных параметрахлазерного импульса и мишени приводится в работах [21, 22]. В работе[7] приводится оценка на уровне 1011 для дейтронов с энергией,превышающей 1 МэВ.При движении дейтронов сквозь объем мишени происходили актыD-D реакций, в результате которых рождались нейтроны в соответствиис моделью, описанной в подразделе 3.2.2.

На рис. 3 приводятсязависимости от времени суммарных потоков нейтронов F на левую иправую границы счетной области (сплошная кривая), а также наверхнюю и нижнюю границы счетной области (пунктирная кривая) вединицах (мкм-2 пс-1).Как видно из Рис. 3, нейтроны начинали попадать на границысчетной области спустя примерно 300 фс после окончания воздействиялазерного импульса на мишень.

В течение 1 пс потоки нейтроновнарастали, достигая максимума, а затем уменьшались практически донуля в течение следующих полутора пикосекунд. При этом суммарныйпоток нейтронов на левую и правую границы, оказался несколькобольше (в 1.1 раз), чем поток на верхнюю и нижнюю границы счетнойобласти, в согласии с работами [7, 14-16], в которых указывалось наанизотропиюэмиссиинейтроновприинтенсивномлазерномвоздействии на дейтерированные мишени.12012001000-2F, мкм пс-180060040020000,00,51,01,52,02,53,0t, псРис. 3 Зависимости суммарных потоков нейтронов от времени:сплошная кривая - поток на левую и правую границы; пунктирнаякривая - поток на верхнюю и нижнюю границы счетной области.В работе [7] в результате исследований зависимости выходанейтронов от интенсивности и длительности лазерного импульса припостоянной площади пятна облучения, было показано, что выходнейтронов определяется энергией падающего лазерного импульса Elaser .Такая зависимость приводится на Рис.

4.Сплошной кривой с черными кружками показаны результатымоделирования кодом KARAT, полученные при нескольких значенияхинтенсивности падающего лазерного импульса (1019 Вт/см2, 1020 Вт/см2и 1021 Вт/см2). Все остальные параметры расчета при этом неизменялись. Пунктирная кривая – результаты моделирования в работе[7], различными символами обозначены результаты экспериментов [14,21, 23, 24] по лазерному облучению мишеней из дейтерированногополиэтилена (CD2)n.1219107N, ед.10510-[7]- [23]- [14]- [24]- [21]3100,1110Elaser, ДжРис. 4 Выход нейтронов в зависимости от энергии падающего лазерногоимпульса: сплошная линия – результаты настоящего расчета,пунктирная линия – результаты моделирования [7], символы –различные эксперименты.Из рис. 4 видно, что результаты настоящего расчета хорошосоответствуют результатам расчета [7] и известным экспериментальнымданным в широком диапазоне энергий падающего лазерного импульса(от 0.2 Дж до 10 Дж).

Нарастающее с увеличением лазерной энергии приElaser  10 Дж различие выхода нейтронов, полученного в настоящемрасчете и в работе [7], связано, по-видимому, с отличиями в подходахмоделирования D-D реакций. Используемый нами «дискретный» подходпредполагает исчезновение высокоэнергетичного дейтрона в акте D-Dреакции, в то время как в работе [7] дейтрон продолжает давать вклад внейтронный выход двигаясь в объеме мишени вплоть до своей полнойостановки вследствие ионизационных потерь. При малых энергияхдейтронов (E < 300 кэВ), когда сечение D-D реакции стремится к нулю,122оба подхода дают схожие результаты, однако с ростом энергиидейтронов и сечения D-D реакции подход, используемый в работе [7]дает завышенные значения выхода нейтронов по сравнению срезультатами настоящего расчета.Необходимо отметить, что условия экспериментов [14, 21, 23, 24]значительно различаются как по интенсивности и длительностилазерного импульса, так и по наличию предплазмы на поверхностимишени.

Поскольку предплазма оказывает существенное влияние надинамику ускорения ионов на фронтальной поверхности мишени, выходнейтронов должен зависеть от ее параметров. Действительно, в работе[7] указывается, что наличие предплазмы с характерной длиной 0.1 – 0.3мкм приводит к увеличению выхода нейтронов по сравнению со случаемотсутствия предплазмы, однако дальнейшее увеличение характернойдлины предплазмы заметно снижает выход нейтронов.

Вероятно,именно этим фактом можно объяснить уменьшение выхода нейтронов вработе [23] по сравнению с данными настоящего расчета и работы [7].3.2.4. Учет полевой ионизации атомов мишени из дейтерированногополиэтилена при ее облучении интенсивными лазерными импульсамиНа начальной стадии лазерного воздействия важную роль играетпроцесс многократной полевой ионизации атомов мишени [56, 57].Для численного моделирования динамики ионизации мишени наначальной стадии лазерного воздействия был разработан и внедрен вPIC – код KARAT блок, включающий процесс полевой ионизации. Воснову блока ионизации атомов в электромагнитном поле интенсивногофемтосекундного лазерного импульса положена теория нелинейнойфотоионизации[25,58].Туннельныйэффектвпеременномэлектрическом поле лазерного импульса и многофотонная ионизацияатомов являются двумя предельными случаями процесса нелинейной123фотоионизации, характер которого существенно зависит от значенияпараметра адиабатичности  (параметра Келдыша):1, 2 K0 FK0 I,EF 3 , Ea2 I 2me e 4(4)где E - амплитуда электрического поля,  - частота электрическогополя, e - заряд электрона, me - масса электрона, Ea me2e 54 5,14 109 В/см– атомная единица напряженности электрического поля, I - потенциалионизации атомного уровня.

Туннельная ионизация атомных состоянийимеет место в случае   1, в то время как при   1 процесс ионизацииявляется многофотонным [26]. В случае интенсивных лазерныхимпульсов реализуется случай   1.При   1 и линейной поляризации электромагнитной волнывероятностьионизацииатома(илииона)вединицувремениопределяется формулой: 2   2  m e4 3(l  m)!1  Wl ,m  Wl ,  m   e 3   2(2l  1) mC 2l  2 2 n  m F m  3 / 2  2 n Exp 2 m!(l  m)!3F 10   (5) me e 4 где  3   4,13  1016 с-1, квантовое число m  0 - модуль проекции  квантового числа углового момента l вдоль электрического поля, n  ZZ,- безразмерный заряд атома (или иона),22 n  2,Cl  n (n  l  1)(n  l )2(n  1)  n! .(6)При выводе формулы (5) предполагалось выполнение условиямногоквантовости процесса124K0 I 1(7)и условия малости электромагнитного поля по сравнению сатомным полемFE 1 . Ea3(8)Например, для лазерного излучения с длинной волны   1 мкм (  1.24эВ), амплитудой электрического поляE  2.74 1010В/см(интенсивность 1018 Вт/см2) и атома водорода (потенциал ионизацииI  13.6 эВ) имеем K 0  11 и F  5.3 .

Характеристики

Список файлов диссертации