Диссертация (1097752), страница 22

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

Текст из файла (страница 22)

Всоответствии с этой моделью вероятность туннельной ионизацииатомарного иона будет близка к единице, если его потенциал ионизацииудовлетворяет следующему соотношению:3maxUN  UH 2 a2/3,(15)где U N - N-ный потенциал ионизации атомарного иона, U H  13.6 эВ –потенциал ионизации атома водорода,a 5.14  109 В/см– атомная162единица напряженности электрического поля.

Согласно результатамсчета, при воздействии лазерного импульса с интенсивностьюI 0  1021Вт/см2 максимальная амплитуда электрического поля на фронтальнойповерхности мишени достигает величинызначениеmaxmax 1012В/см. Подставляяв формулу (15) получим U N  598 эВ, что соответствует22-й степени ионизации атома золота (потенциал U 22  587.1 эВ длязолота рассчитан методом среднего иона [43]). Точные значения степениионизацииатомовмишени,атакжераспределениеплотностиэлектронов в мишени могут быть получены при моделированиивзаимодействия лазерного импульса с мишенью с учетом динамикиионизации,чтовыходитзарамкинастоящегоисследования.Рассмотрим, тем не менее, вопрос о влиянии степени ионизации ионовзолота на средние энергии электронов и генерируемых ими гаммаквантов, предполагая, что степень ионизации N одинакова для всехионов мишени и не изменяется во времени, а в начальный моментраспределение электронов и ионов по мишени однородно.На рис.

25 показаны зависимости максимальных значений среднихэнергий электронов (кривая 1) и генерируемых ими гамма-квантов(кривая 2) от степени ионизации N. Теоретическая зависимость среднейэнергии гамма-квантов (кривая 3) получена из кривой 1 пересчетом поформуле (14). Пунктиром показана экстраполяция этих кривых в областьбóльших значений N. Как видно из рис. 25, с ростом степени ионизациисредние энергии электронов и гамма-квантов уменьшаются, выходя нанасыщение при N  5 .

Сравнение кривых 2 и 3 на рис. 25 показывает,что полученная в счете средняя энергия гамма-квантов оказываетсянесколько меньше энергии гамма-квантов, полученной из среднейэнергии электронов путем пересчета по формуле (14).163765413<E>max, МэВ20,250,200,1530,100,0520,0012345678910N, ед.Рис. 25 Зависимости средних энергий электронов (кривая 1) игенерируемых ими гамма-квантов (кривая 2) от степени ионизацииатомов мишени N. Кривая 3 получена из кривой 1 пересчетом поформуле (14).3.3.5. ВыводыПроведено моделирование генерации гамма-квантов тормозногоизлучения при наклонном падении нтенсивного фемтосекундноголазерного импульса на тонкопленочную мишень из золота. Показано,что в случае тонкопленочных мишеней средняя энергия гамма-квантовоказывается в десятки раз меньше средней энергии электронов.Предложенапростаяаппроксимационнаяформула(14),устанавливающая взаимно-однозначное соответствие между среднейэнергией электронов и средней энергией генерируемых ими гаммаквантов.164Исследованы угловые распределения электронов и гамма-квантов,достигшихграницрасчетнойобласти.Получено,чтоугловыераспределения высокоэнергетичных электронов, покидающих мишень,имеют два максимума - в направлениях падения и зеркальногоотражения лазерного импульса от мишени.

В отличие от электроновугловое распределение гамма-квантов оказывается симметричным. Этосвязаностем,чтобольшинствогамма-квантовгенерируютсяотносительно низкоэнергетичными электронами, не покидающимимишени в течении всего времени расчета. Часто меняя направление придвижении вдоль мишени, эти электроны имеют вероятность излучатьгамма-квантывразличныхнаправлениях.Однако,вслучаевысокоэнергетичных электронов, покидающих мишень, и генерируемыхими высокоэнергетичных гамма-квантов их угловые распределенияпрактически повторяют друг друга.

Проведена оценка возможнойстепени ионизации атомов мишени при рассматриваемых параметрахлазерного воздействия. Показано, что с ростом степени ионизацииатомов мишени средние энергии электронов и генерируемых ими гаммаквантов существенно уменьшаются.1653.4.

Моделирование источника нейтронов при воздействииинтенсивныхфемтосекундныхлазерныхимпульсовнатонкопленочные мишени из дейтерида палладия.3.4.1. ВведениеЛазерно-плазменные источники нейтронов занимают уникальноеположение среди короткоимпульсных нейтронных источников из-засвоей сверхкороткой длительности и сверхмалого размера (точечности)[44]. Как было показано выше, при облучении интенсивными лазернымиимпульсами мишеней из дейтерированного полиэтилена толщиной внесколько микрон, длительность импульса нейтронов, возникающих входе реакции синтеза двух дейтронов (DD- реакции), составляет околодвух пикосекунд [6, 8]. В отличие от DD- реакции, для эффективногопротекания которой дейтроны должны иметь кинетическую энергию неменее 30 кэВ, реакция фоторасщепления дейтрона не требует скольнибудь значительной кинетической энергии дейтрона, необходимо лишьналичие гамма-квантов с энергией не менее 2.23 МэВ.

Гамма-кванты стакой энергией могут возникать в релятивистской лазерной плазме,содержащей ионы с большим зарядом ядра Z, в результате тормозногоизлучения ускоренных лазерным импульсом высокоэнергетичныхэлектронов[9,44].Времяэлектроновпопорядкусуществованиявеличинывысокоэнергетичныхсовпадаетсдлительностьювоздействующего на мишень лазерного импульса. По этой причинеисточник нейтронов, связанный с протеканием фотоядерных реакций,можетиметьдлительностьсравнимуюсдлительностьюфемтосекундного лазерного импульса [44].Перспективными для эффективного фоторасщепления дейтронов,представляются мишени, состоящие из тяжелого металла, например,палладия, с растворенным в нем дейтерием. В таких мишенях из-забольшого заряда ядер металла эффективно протекает процесс генерации166гамма-квантовтормозногоизлучения(сечениерассеянияпропорционально Z2), кроме того концентрация дейтерия, растворенногов палладии, может достигать величин, сравнимых с твердотельными(например, в богатой дейтерием β – фазе дейтерида палладия PdDx,значение x > 0.6 [45] ).В настоящем разделе при помощи двумерной XZ-версии PIC- кодаKARATисследуютсяфизическиемеханизмы,обуславливающиеформирование нейтронных импульсов субпикосекундной длительностипри воздействии интенсивного фемтосекундного лазерного излучения намишени из дейтерида палладия, а также обсуждаются пути увеличениянейтронного выхода за счет оптимизации параметров лазерныхимпульсов и мишеней.4.2.

Описание модели реакции фоторасщепления дейтрона в PICкоде KARATДля моделирования реакции фоторасщепления дейтрона былразработан и включен в код KARAT блок, состоящий из двухподпрограмм. В первой подпрограмме вычисляется и заносится втаблицу сечение реакции фоторасщепления дейтрона под действиемгамма- кванта в лабораторной системе координат в соответствии сизвестными [38, 46] формулами, учитывающими электрическое (Е) имагнитное дипольное (М) взаимодействие гамма- кванта с ядромдейтерия,  d (  )   E   M ,8  2E  3 MPI   I  33/ 2(1    a),M8 p  n 23cI   I  I  I1   I  I1 2;(16)167где   1/137 - постоянная тонкой структуры, MР - масса протона, I =2.23 МэВ-энергия связи протона и нейтрона в ядре дейтрона,  2D  I /  , (величина 1/κ=4,32 10D  0.85742nдейтрона), n  1.91315e2 Mcсм - приближенный радиусмагнитный-магнитный-13моментдейтрона,нейтрона,  p  2.7927моментe2 Mc-магнитный момент протона, а = 1.5 10-13 см - радиус действия ядерныхсил, I1=0.067 МэВ – виртуальный уровень системы "протон-нейтрон" снулевым спином.Во второй подпрограмме в цикле по времени, в процессесамосогласованного моделирования содержащей дейтроны плазмы,облучаемой гамма- квантами, на каждом шаге по времени для каждоймакрочастицы,вычисляетсясоответствующейвероятностьактапервичномуреакциигамма-расщеплениякванту,дейтронаследующим образом.

Во всей счетной области в каждом узлевычисляется плотность дейтронов nd . Для конкретного макро гаммакванта с определенной энергиейподпрограмметаблицыберетсяиз рассчитанной в первойполноесечениереакцииивычисляется вероятность P    c  nd  t , где с - скорость света, t - шаг повремени. Далее вычисленная вероятность, которая при используемыхсчетных параметрах значительно меньше 1, сравнивается со случайнымчислом , и если вероятность меньше этого числа, то осуществляетсяпереход к следующему макро гамма- кванту. В противном случаеначинает разыгрываться акт расщепления дейтрона. Сначала находитсядейтрон, ближайший к первичному гамма- кванту.

Обе частицыуничтожаются.Затемизцентрамассуказанногодейтронавпротивоположных направлениях запускаются нейтрон и протон соскоростямиV  IMв системе центра масс. Угол разлета в плоскостинормальной направлению гамма- кванта выбирается случайным, а угол 168между направлением разлета и направлением первичного гамма- кванта,в зависимости от реализовавшегося механизма (Е-М), выбирается всоответствии с вероятностью, пропорциональной sin2() или равномернораспределенной от 0 до  .0,10CrossSection (barn)0,080,060,040,020,000,00,51,01,52,02,53,03,5Energy, MeVРис. 26 Зависимость сечения реакции D(D,p)T от энергии ионовдейтерия.После запуска нейтрона вычисляется его движение до прихода награницу счетной области, где фиксируются его параметры. Считается,что нейтрон внутри счетной области ни с чем не взаимодействует идвижетсясначальнойэнергией.Образовавшиесявпроцессефоторасщепления протоны участвуют в самосогласованном PICмоделировании наряду с остальными заряженными частицами.Помимопротеканиереакцииреакцийфоторасщеплениясинтезадейтроновврасчетемоделируется(DD-реакции)подвумпрактически равновероятным каналам с выходом нейтрона и ядра 3He, а169также с выходом протона и ядра трития.

Описание блока DD- реакции свыходом нейтрона и ядра 3He приводилось в подразделе 3.2.2. Блок,моделирующийреакциюМэВD+D→T+p+4.03функционируетаналогично. Данные по сечению реакции, представленные на Рис. 26,взятые из нескольких источников [47-51], приведены в лабораторнойсистеме отсчета.Как и в случае вышеописанных реакций, вновь образовавшиесяпротоныиядратритияучаствуютвсамосогласованномPIC-моделировании наряду с остальными заряженными частицами.3.4.3. Постановка задачи и обсуждение результатов моделированияРасчетная область представляла собой квадрат с размерами 30 мкмпо осям X и Z.

Шаг сетки в обоих направлениях был равен 20 нм.Лазерный импульс запускался с левой границы счетной области ираспространялся в положительном направлении оси Z. Граничныеусловия для электрических и магнитных полей на границах счетнойобласти обеспечивали ввод и вывод излучения. Для макрочастиц всеграницы счетной области являлись поглощающими.Мишень представляла собой слой из дейтерида палладия PdD0.6шириноймкм, рассматривались три значения толщины мишени; 2; 3 мкм.

Для обеспечения лучшего поглощения лазерногоизлучения[52]фронтальнаяповерхностьмишенизадаваласьгофрированной с периодом и глубиной гофрировки 0.5 мкм. Посколькуэнергия движения частиц в поле моделируемого лазерного импульса намного порядков превышает энергию связи электронов в твердом телемишени, мишень моделировалась как однородная бесстолкновительнаясм-3,плазма, состоящая из электронов с концентрациейионов палладия Pd5+ c массой mPd  106,42mp ,концентрацией170см-3 и степенью ионизации N = 5, дейтронов D+ c массой mD см-3, где2 m p и концентрациейmp -масса протона.Мишень облучалась по нормали лазерным импульсом линейнойполяризации (электрическое поле – в плоскости XZ) со следующимипараметрами: длина волны   1 мкм, размер гауссова пятна облучениямкм с центром в точке x = 15 мкм, длительность гауссоваимпульсафс.Врасчетахиспользовалисьзначенияинтенсивности лазерных импульсов в диапазоне I0 = 2.5*1020 – 4*1021Вт/см2.Отметим, что при воздействии лазерного импульса в указанномдиапазоне интенсивностей на атомы палладия, их степень ионизацииможет существенно превосходить используемое в расчетах значение N =5.

Выбор этой величины обусловлен ограничением на максимальноеколичество макрочастиц, используемых в расчете, которое на доступнойвычислительной технике не может существенно превышать 107. Влияниестепени ионизации палладия на исследуемые процессы, протекающие влазерной плазме, предполагается изучить в дальнейшем.Поскольку расчет проводился в двухмерной геометрии, третьеизмерение (вдоль оси у) оставалось формально незадействованным.Поэтому величины, такие как полная энергия лазерного излучения,количество гамма-квантов, выход нейтронов и др., определялись наединицу длины (см) вдоль оси y.

Характеристики

Список файлов диссертации