Диссертация (1097752), страница 17

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

Текст из файла (страница 17)

Таким образом, для рассматриваемыхпараметров условие (7) заведомо выполнено, в то время как условие (8)нарушается – амплитуда электрического поля лазерного импульсаоказывается значительно больше величины атомного поля Ea . При этомвероятность ионизации (5) формально оказывается значительно большеединицы, что соответствует мгновенной ионизации.

Однако, с ростомпотенциала и степени ионизации атомов с большим Z величина Fуменьшается ~ I 3/ 2 и достигает единицы при I  41 эВ. Тем самым обаусловия (7) и (8) оказываются выполненными.Модель ионизации атомов в электромагнитном поле интенсивноголазерного импульса в коде KARAT реализована таким образом, что впроцессе самосогласованного моделирования, на каждом шаге повремени в каждой точке, где задано начальное распределение газа изатомов, вычисляется соответствующая локальной плотности газавероятность ионизации и появления пары электрон – ион. Дляпоявившихся многозарядных ионов на каждом шаге по времени длякаждой отдельной частицы вычисляется вероятность последующейионизации в соответствии со значением напряженности электрическогополя в точке положения частицы. Если вероятность оказывается большеслучайного числа 0<R<1, то степень ионизации частицы увеличивается125на единицу и запускается еще один макро электрон.

В предположении,что моделирование будет выполняться для случая облучения газаинтенсивными лазерными импульсами, макро электроны запускаются снулевыми начальными импульсами. В дальнейшем появившиесямакрочастицы участвуют в PIC-моделировании на равных условиях совсеми остальными участниками ансамбля.Счетная область, используемая для моделирования эмиссиинейтронов при воздействии интенсивного лазерного импульсов намишень,содержащуюдейтерий,представляласобойквадратсразмерами 20 мкм по осям x и z .

Шаг сетки в обоих направлениях былравен 20 нм. Лазерный импульс запускался с левой границы счетнойобласти и распространялся в положительном направлении оси z.Граничные условия для электрических и магнитных полей на левой иправой границе счетной области обеспечивали ввод и вывод излучения.На верхней и нижней границе счетной области, граничные условиясоответствовали условиям на идеально проводящей поверхности.

Длямакрочастиц все границы счетной области являлись поглощающими.Мишень представляла собой слой дейтерированного полиэтилена(CD2)n толщиной l0  4 мкм и шириной d 0  16 мкм, занимающий областьот z = 5 мкм до z = 9 мкм и от x = 2 мкм до х = 18 мкм. Начальнаяконцентрацияатомовдейтерияконцентрация атомов углерода -составляла-3nC  4.111022 см-3nD  8.22 1022 см,, что соответствовалотвердотельной плотности дейтерированного полиэтилена pe  1.105г/см3.В блоке ионизации использовался потенциал ионизации дейтерияI  13.6 эВ, а также потенциалы ионизации атома углерода, приведенныев Таблице 1.126Мишень облучалась по нормали лазерным импульсом линейнойполяризации со следующими параметрами: длина волны   0.911 мкм,размер гауссова пятна облучения r0  3 мкм с центром в точке x = 10 мкм,длительность импульса  0  45 фс.

Максимум лазерного импульсадостигал фронтальной поверхности мишени в момент времени t = 61 фс.Интенсивностьлазерных2I 0  1020  1021 Вт/смимпульсовизменяласьвдиапазоне.Таблица 1. Параметры многократной ионизации атомауглеродаСтепеньионизацииГлавноеквантовоеУгловой момент lчисло nПроекция угловогоПотенциалионизации, эВмомента m121011,3221124,4320047,9420064,5510039261004903.2.5. Результаты расчетовВоздействие фемтосекундного лазерного импульса на мишень издейтерированного полиэтилена в момент времени t=80 фс показано нарис. 5: цифрой 1 обозначен лазерный импульс, 2 - многозарядная плазма,образующаяся в результате лазерного воздействия, 3 - неионизованные крассматриваемому моменту времени области мишени.127Рис.

5. Воздействие интенсивного фемтосекундного лазерногоимпульса на мишень из дейтерированного полиэтилена в моментвремени t = 80 фс: 1 - лазерный импульс, 2 - плазма, 3 - неионизованныеобласти мишени.Лазерное излучение, падая на фронтальную поверхность мишени,вызывает ионизацию атомов в тонком поверхностном слое толщинойпорядка скин-слоя. Образующиеся при этом электроны, ускоряясь вполе лазерного излучения, создают электрическое поле разделениязарядов, которое приводит к распространению фронта ионизации вглубьмишени [57]. Не смотря на то, что лазерное излучение не проникаетвглубь мишени, а полностью экранируется слоем ионизованноговещества, вся мишень оказывается полностью ионизованной. ПриинтенсивностиI 0  1020Вт/см2 средняя степень ионизации атомов128углеродаоказываетсячетырехкратной,приI 0  10 21Вт/см2–шестикратной.Процессполевойионизацииатомовмишениоказываетзначительное влияние на выход нейтронов в DD – реакциях,протекающихпридвижениисквозьобъеммишенидейтроновускоренных на ее фронтальной поверхности.На рис.

6 приводится зависимость полного выхода нейтронов (на 1Дж лазерной энергии) от интенсивности лазерного импульса. Кривая 1соответствует мишени из дейтерированного полиэтилена с параметрами,описанными выше. Кривая 2 на рис. 6 соответствует мишени,содержащей только дейтерий в концентрации, равной концентрациидейтерия в мишени из дейтерированного полиэтилена.

Кривая 3,соответствуетпредварительноионизованноймишенииздейтерированного полиэтилена с двукратной ионизацией углерода,рассмотренной в подразделе 3.2.3.Сравнение кривых 1, 2 и 3 показывает, что учет ионизацииуглерода приводит к существенному уменьшению выхода нейтронов. Вслучае мишени из чистого дейтерия (кривая 2) и предварительноионизованной мишени, содержащей двухкратно ионизованный углерод(кривая 3) выход нейтронов в 25 – 50 раз выше, чем в случаепервоначальнонеионизованноймишенииздейтерированногополиэтилена.Для выяснения причин влияния ионов углерода на выход нейтроновмы исследовали зависимости различных параметров лазерной плазмы отконцентрации углерода при фиксированной интенсивности лазерногоимпульсаI 0  4  1020Вт/см2.129Рис.

6. Зависимость выхода нейтронов на 1 Дж энергии лазерногоизлучения от интенсивности лазерного импульсаБыло установлено, что энергия лазерного излучения, поглощаемаяэлектронами на фронтальной поверхности мишени и преобразующаяся вих кинетическую энергию, практически не зависит от концентрацииуглерода. Действительно, доля поглощенной электронами лазернойэнергии в случае мишени из чистого дейтерия ( nC  0 ) составляет 25.4 %,а в случае в мишени из дейтерированного полиэтилена ( nC3 4.11  10 22 см-) доля лазерной энергии составляет 24.6%. При этом в мишени изчистого дейтерия ( nC  0 ) полное количество электронов в четыре разаменьше, чем в мишени из дейтерированного полиэтилена ( nC 4.11  10 22см-3).

В результате, максимальная температура электронов и, какследствие, максимальная кинетическая энергия дейтронов в случаемишени из чистого дейтерия оказывается больше, чем в случае мишенииз дейтерированного полиэтилена.130Рис. 7 Зависимость максимальной температуры электронов отконцентрации атомов углеродаНа рис. 7 и рис. 8 приводятся зависимости максимальнойтемпературы электронов Te,max и максимальной кинетической энергиидейтроновKD,max,отнесеннойк энергиилазерногоимпульса,соответственно, от концентрации атомов углерода в мишени.Как видно из графиков, максимальная температура электронов имаксимальная кинетическая энергия дейтронов в случае мишени изчистого дейтерия в 4,4 раз больше, чем в случае мишени издейтерированногополиэтилена.Выходнейтроновприэтомувеличивается в 34 раза (см.

рис. 6).Такимобразом,дляувеличениявыходанейтроновпредпочтительными являются твердотельные мишени такого состава,что концентрация атомов дейтерия в них максимальна (см. фомулу (3)),а количество электронов с учетом многократной ионизации атомовмишени–минимально(чтообеспечиваетихмаксимальнуютемпературу).131Рис.

8 Зависимость максимальной кинетической энергии дейтронов,отнесенной к полной энергии лазерного импульса, от концентрацииатомов углеродаПерспективными с этой точки зрения представляются мишени издейтерида лития Li D. В таких мишенях концентрация дейтронов (-3nD  6.13  1022 см )в1.34разаменьше,чемвмишеняхиздейтерированного полиэтилена, при этом максимальная концентрацияэлектронов при полной ионизации мишени также в 1.34 раза меньше.Можно ожидать, что максимальная температура электронов в мишеняхиз дейтерида лития будет заметно выше, чем в мишенях издейтерированного полиэтилена при прочих равных условиях.

Подробноесравнениемишенейполиэтилена,аизтакжедейтеридадругихлитиямишенейидейтерированногоразличногосоставапредполагается исследовать в дальнейшем.Дополнительная возможность увеличения выхода нейтронов приинтенсивном лазерном воздействии на мишени, содержащие дейтерий,заключается в использовании мишеней сложной формы, в частности,слоистых.132Рис. 9 Схема счетной области при облучении слоистой мишени издейтерированного полиэтилена.При облучении слоистой мишени (рис. 9) потоки дейтронов,аналогичные описанным выше трем потокам дейтронов, формируются вкаждом из слоев. Такое перераспределение потоков приводит к тому,что количество ускоренных дейтронов, движущихся во встречныхнаправлениях внутри слоистой мишени значительно возрастает, иувеличивает выход нейтронов.Нами были проведены расчеты, в которых параметры лазерногоимпульсаимишенирассмотренному выше ( nCвточности-3 4.11  10 22 смсоответствовалислучаю,), за исключением того, чтомишень была разделена на одинаковые части, разнесенные на равныерасстояния друг от друга в положительном направлении оси z.Интенсивность лазерного импульса составлялаI 0  4  1020Вт/см2.133Рис.

Характеристики

Список файлов диссертации