Диссертация (1097752), страница 18
Текст из файла (страница 18)
10 Зависимость выхода нейтронов на 1 Дж энергии лазерногоизлучения от количества слоев в мишениНа рис. 10 показана зависимость выхода нейтронов на 1 Джлазерной энергии от количества слоев в мишени из дейтерированногополиэтилена. Были рассмотрены следующие варианты разделениямишени на слои: №1 - один слой, толщиной 4 мкм, с плотностью pe ; №2- два слоя, толщиной 2 мкм, с плотностью pe , разнесенные на 2 мкм; №3- четыре слоя, толщиной 1 мкм, с плотностью pe , разнесенные на 1мкм; №4 -восемь слоев, толщиной 2 мкм, с плотностью pe ,разнесенных на 0,5 мкм (см. рис. 5); №5 - шестнадцать слоев, толщиной0,25 мкм, с плотностью pe , разнесенные на 0,25 мкм; №6 - тридцать дваслоя, толщиной 0,125 мкм, с плотностью pe , разнесенные на 0,125 мкм;№7-одинслой,толщиной8мкм,сплотностью0,5 pe ,соответствующий бесконечному числу слоев с толщиной, стремящейся кнулю. Средняя плотность мишеней при усреднении по толщине 8 мкм вовсех вариантах №1-№7 была равна 0,5 pe .134Как видно из рис.
10 даже наличие двух слоев у мишени ведет кпочти четырнадцатикратному росту выхода нейтронов ( N 255000 ) на 1Дж лазерной энергии по сравнению с одним слоем толщиной 4 мкм, сплотностью pe ( N 18800 ). Максимум N 413000 нейтронов достигаетсядля мишени из шестнадцати слоев, разнесенных на 0,25 мкм друг отдруга.
Дальнейшее увеличение количества слоев и уменьшениерасстояния между ними ведет к постепенному снижению выходанейтронов. В предельном случае бесконечного числа слоев (один слой,толщиной 8 мкм, с плотностью 0,5 pe ) выход нейтронов уменьшается довеличины N 22600 .Для объяснения такой зависимости рассмотрим распределение zкомпоненты электрического поля разделения зарядов в слоистоймишени, которое является суперпозицией электрических полей каждогослоя.Нарис. 11и12показаныраспределенияz-компонентэлектрического поля (черные сплошные кривые) для мишеней,состоящих из 16 и 32 слоев, соответственно в момент времени t = 200фс: электрическое поле каждого слоя имеет биполярную форму сотрицательным и положительным экстремумами на левой и правойгранице слоя, соответственно.
В областях экстремума поля происходитнаиболее эффективное ускорение, и формируются потоки дейтронов,направленные от границ слоя.Если расстояние между слоями уменьшается, электрические поляот левой и правой границ соседних слоев (за исключением крайнихлевогоиправогослоя)начинаютперекрыватьсяивзаимнокомпенсироваться (см. рис. 12). В результате эффективность ускорениядейтронов внутри слоистой мишени падает, что приводит к снижениювыхода нейтронов.135Рис.
11. Распределение z-компоненты электрического поля (чернаякривая) в мишени, состоящей из 16 слоев в момент времени t = 200 фс.Штриховкой показано распределение плотности дейтронов.Рис. 12. Распределение z-компоненты электрического поля (чернаякривая) в мишени, состоящей из 32 слоев в момент времени t = 200 фс.Штриховкой показано распределение плотности дейтронов.136Рис. 13. Энергетические спектры дейтронов в мишенях из 16(кривая 1) и 32 (кривая 2) слоев в момент времени t = 1 псЭтотвыводподтверждаетрис.13,накоторомпоказаныэнергетические спектры дейтронов для мишеней из 16 (кривая 1) и 32слоев (кривая 2) в момент времени t = 1 пс при их облучении лазернымимпульсом с интенсивностьюI 0 4 1020Вт/см2.
Как видно из рис. 13максимальная энергия высокоэнергетичных дейтронов в мишени из 16слоев более чем в два раза превосходит максимальную энергиюдейтронов в мишени из 32 слоев. Кроме того, количество дейтронов сэнергией, превышающей 100 кэВ в мишени из 16 слоев в два разабольше, чем в мишени из 32 слоев.Как видно из рис. 10, зависимость выхода нейтронов от количестваслоев мишени (и расстояния между ними) достаточно слабая.Определяющим является само наличие в мишени полостей, на границахкоторыхформируютсяразнонаправленныепотокиускоренныхдейтронов.
Таким образом, для существенного увеличения выхода137нейтронов при облучении твердотельных мишеней интенсивнымифемтосекунднымилазернымиимпульсамицелесообразнымпредставляется использование слоистых или пористых мишеней сразмерами полостей порядка одного микрона.Отметим,чтоособенностивоздействиянаобъемно-структурированные мишени лазерного излучения с параметрами,характерными для инерционного термоядерного синтеза, подробноисследовались в работах С.Ю. Гуськова, В.Б. Розанова и др. (см.,например, обзор [59] и цитируемую там литературу). Несмотря надругой механизм ускорения дейтронов, реализующийся в условияхинерционноготермоядерногосинтеза,оптимальныепараметрыслоистых мишеней оказываются практически такими же, как врассмотренном выше случае фемтосекундного лазерного воздействия.3.2.6.
ВыводыПроведено моделирование эмиссии нейтронов при облучениимишеней из дейтерированного полиэтилена интенсивными лазернымиимпульсами на основе оригинального метода, в котором вероятностьполевой ионизации атомов мишени и актов DD- реакций вычисляется изпервых принципов на каждом шаге по времени для каждого иона.Использование данного метода позволило рассчитать пространственновременные характеристики нейтронного импульса, формирующегосяпри лазерном облучении мишени из дейтерированного полиэтилена,длительность которого более чем на порядок превысила длительностьлазерного импульса и составила около трех пикосекунд. Полный выходнейтронов хорошо соответствует экспериментальным данным [14, 21,23, 24] в диапазоне энергий падающего лазерного импульса от 0.2 Дж до10 Дж.138Показано, что ионизация атомов в объеме мишени, куда непроникает падающее излучение, обеспечивается электрическим полемразделениязарядов,формирующимсяэлектронов,ускоренныхлазернымприразлетеимпульсомна«горячих»фронтальнойповерхности мишени.Исследованы характеристики горячей плазмы мишени и выходнейтронов в зависимости от концентрации атомов углерода в мишени.Показано, что для увеличения выхода нейтронов предпочтительнымиявляются твердотельные мишени такого состава, что концентрацияатомов дейтерия в них максимальна, а количество электронов с учетоммногократной ионизации атомов мишени – минимально.Продемонстрированавозможностьсущественногоувеличениявыхода нейтронов (в десятки раз) при использовании слоистых мишенейиздейтерированногополиэтилена,облучаемыхинтенсивнымифемтосекундными лазерными импульсами.
Исследована зависимостьвыхода нейтронов от количества слоев мишени и расстояния междуними. Показано, что эта зависимость достаточно слабая - определяющимявляется наличие внутри мишени полостей субмикронных размеров, награницах которых формируются разнонаправленные потоки ускоренныхдейтронов, столкновения которых между собой и с покоящимисядейтронамимишенисущественноувеличиваютполныйвыходнейтронов.1393.3 Моделирование генерации гамма-квантов тормозного излученияпри облучении тонких металлических пленок интенсивнымифемтосекундными лазерными импульсами3.3.1. ВведениеЛазерная плазма, образующаяся при воздействии интенсивныхфемто- пикосекундных лазерных импульсов на твердотельные мишени,является источником жесткого гамма-излучения.
Лазерно-плазменныеисточники гамма-излучения обладают уникальными характеристиками(такими как, высокая спектральная яркость, микронные размерыисточника излучения, пикосекундная длительность импульса, узкаянаправленность гамма-излучения), благодаря которым могут бытьиспользованы в различных приложениях, например, в радиографии [27],дляпроизводствакороткоживущихизотопов[28],дезактивациирадиоактивных отходов [28,29] и др.
Детальное изучение свойствлазерныхисточниковгамма-излучениянеобходимотакжедляобеспечения радиационной безопасности персонала, работающего намощных фемто- пикосекундных лазерных установках [5, 30]. Измерениеспектров гамма-излучения может использоваться для диагностикиплазмы тонкопленочных мишеней-конвертеров, применяемых в схемахбыстрогозажиганиятермоядерныхмишенейвинерционномтермоядерном синтезе [60].Одним из основных механизмов генерации гамма-квантов привоздействии интенсивных фемтосекундных лазерных импульсов натвердотельные мишени является тормозное излучение ускоренных дорелятивистских скоростей электронов при их кулоновском рассеянии наядрах мишени.
Различные характеристики тормозного излучениябыстрых электронов в лазерной плазме на протяжении долгого времениявляются предметом исследования многих авторов, поскольку, с однойстороны,экспериментальныеметодырегистрациигамма-квантов140хорошо отработаны и доступны, а с другой стороны, тормозноеизлучение несет обширную информацию о процессах, протекающих влазерной плазме.В работах [1,4,22,31,32] по измеренному энергетическому спектругамма-квантовтормозногоизлученияопределяласьтемпературабыстрых электронов Th в лазерной плазме.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
