Диссертация (1097752), страница 23

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

Текст из файла (страница 23)

Предполагая, что пятно лазерногоимпульса является круглым, будем использовать размерный множитель r0  26.5  104 см для пересчета требуемых физических величин в ихестественную размерность.На рис. 27 приводится зависимость от времени количества гаммаквантовN  ,th(пунктирная кривая) с энергией, превышающей порогфоторасщепления дейтрона Eth  I  2.23 МэВ (см. формулу (16)), в171пространственной области, которую в начальный момент временизанимала мишень толщиной L = 2 мкм при ее облучении лазернымимпульсом с интенсивностью I0 = 1021 Вт/см2.

Сплошная кривая на рис.27 показывает полный выход нейтронов в единицу времени (флюенс)Fn, образовавшихся в ходе реакций фоторасщепления дейтронов мишени,в зависимости от времени.Поведение обеих кривых на рис.27 практически одинаково втечениевсегопроцесса фоторасщеплениядейтронов, длящегосяприблизительно 600 фс. Длительность нейтронного импульса, а такжепериод времени, в течение которого высокоэнергетичные гамма- квантынаходятся в мишени, вблизи атомов дейтерия, приблизительно равныдруг- другу и составляют, соответственно, FWHM = 126 фс и 138 фс(полная ширина на половине амплитуды).Такимобразом,пропорциональнаN  ,th .величинаFnвнулевомприближенииДействительно, для полного выхода нейтронов вединицу времени, с учетом формулы для вероятности реакциифоторасщепления, имеем:Fn dN ndtd  ( )  c  nd  dt    max,  c  nd 0  N ,th ,dt  (17)где суммирование ведется по всем гамма- квантам с энергией   Eth ,N n- полный выход нейтронов в реакциях фоторасщепления дейтрона, max,  0.002Барн - максимальное сечение реакции фоторасщеплениядейтрона (достигаемое при энергии гамма- кванта   4.3 МэВ),-3nd 0  3.67  1023 см- начальная концентрация дейтронов.

Подставляя вформулу (17) приведенные выше численные значения, а такжемаксимальное значение N ,th  3.5  1010 (см. рис. 27), получим оценкусверху величины Fn  7.7  1017 с-1, которая всего лишь на порядокпревосходит точное значение Fn  7.67  1016 с-1, полученное в расчете(полный выход нейтронов в данном случае равенN n  11800 ).1724,083,53,06102,041,51,020,5001002003004005000,0600t, fsРис. 27 Зависимость от времени выхода нейтронов в единицу времениFnв реакциях фоторасщепления дейтронов (сплошная кривая) иколичества гамма- квантовN  ,thс энергией, превышающейEth(пунктирная кривая) при L = 2 мкм и I0 = 1021 Вт/см2.Энергетический спектр нейтронов, образующихся в ходе реакцийфоторасщепления дейтронов, приведен на рис. 28 (сплошная кривая).Пунктирнаякриваяфункцией вида–аппроксимацияA  exp(  E / Teff )  B ,спектра экспоненциальнойпо которой можно определитьэффективную температуру нейтроновTeff  1.18МэВ.

Она хорошосогласуется со средней энергией нейтронов, вычисленной усреднениемпо всем нейтронамEn  1МэВ, образовавшимся в ходе реакцийфоторасщепления дейтронов при расчете кодом KARAT.173N, th, *1016Fn, *10 s-12,51,00,8a.u.0,60,40,20,00123En, MeVРис. 28 Энергетический спектр нейтронов, образующихся в ходереакций фоторасщепления дейтронов.Таким образом, спектр нейтронов фоторасщепления являетсямаксвелловским, что отражает характер спектра гамма- квантов,участвующих в реакциях фоторасщепления дейтрона, образующихся, всвою очередь, в результате тормозного излучения высокоэнергетичныхэлектронов, спектр которых также является максвелловским.Помимо реакций фоторасщепления дейтронов, дополнительнымисточником нейтронов в лазерной плазме служат реакции синтезадейтронов (DD- реакции), в ходе которых образуются нейтроны и ядрагелия 3He.В отличие от «термализованных» нейтронов, образующихся прифоторасщеплении дейтронов, нейтроны, возникающие в ходе DDреакций имеют строго определенную кинетическую энергию 2.45 МэВ всистеме центра масс.

Отличие полученного при расчете спектра DDнейтронов (рис. 29) от монохроматического связано с движениемвысокоэнергетичных дейтронов.1741,61,4E = 2.45 MeV1,2a.u.1,00,80,60,40,20,0012345Energy, MeVРис. 29 Энергетический спектр нейтронов, возникающих в ходеDD- реакций.Временная форма импульса источника нейтронов, образующихся входе DD- реакций, аналогична представленной на рис. 27. Однако,полный выход нейтроновN nD ,а также максимальная величинаполнового выхода в единицу времени FnD , в случае DD- реакцийоказывается примерно на два порядка выше, чем соответствующиевеличины в случае реакций фоторасщепления дейтронов, посколькумаксимальное значение сечения DD- реакции с выходом нейтрона ( max, D  0.11Барн) в 55 раз выше максимального значения сеченияреакции фоторасщепления дейтрона.

Например, при облучении мишенитолщиной L =2 мкм лазерным импульсом с интенсивностью I0 = 1021Вт/см2 полный выход нейтронов составляетN nD  6  106 ,а максимальноезначение величины FnD достигает FnD, max  1.5  1019 с-1.На рис. 30 приводятся зависимости от толщины мишенидлительностей импульсов нейтронов, образовавшихся в реакциях175фоторасщепления дейтронов (кривая 1) и нейтронов, образовавшихся входе DD- реакций (кривая 2).

Видно существенное различие поведениекривых1и 2: длянейтронов фоторасщепления длительностьпрактически постоянна, а для DD- нейтронов она пропорциональнатолщине мишени.500FWHM, fs40033002200110000,00,51,01,52,02,53,0L, mkmРис.30Зависимостьдлительностейимпульсовнейтронов,образовавшихся в реакциях фоторасщепления дейтронов (кривая 1) и вDD- реакциях (кривая 2) от толщины мишени L. Кривая (3) - расчет поформуле (19) при I0 = 1021 Вт/см2 и R = 0.1.Для объяснения такого поведения нейтронов рассмотрим вопрос оформировании потоков высокоэнергетичных дейтронов, участвующих вDD- реакциях. Как было показано в подразделе 3.2.3, при воздействииинтенсивного фемтосекундного лазерного импульса на тонкую мишень,176содержащую дейтерий, формируются три потока высокоэнергетичныхдейтронов: поток с фронтальной поверхности мишени навстречулазерному импульсу и поток с тыльной поверхности мишени понаправлению лазерного импульса, обусловленные квазистатическимиполями разделения зарядов на границах мишени, не дают существенноговклада в DD- реакции, в то время как поток дейтронов с фронтальнойповерхности по направлению лазерного импульса (т.е.

вглубь мишени),обусловленный световым давлением лазерного импульса, в основномобеспечивает протекание DD- реакций. Подобные потоки дейтроновформируются и в рассматриваемом случае.Оценим скорость дейтронов на фронтальной поверхности мишени,ускоренных световым давлением лазерного импульса вглубь мишени.Из закона сохранения импульса, переданного излучением тонкому слоюплазмы на поверхности мишени, для скорости этого слоя (фактически,для скорости дейтронов в этом слое) получаем (см., например, [53]):VD где2 RI 0PmD nDcm D n D ,P  2RI 0 c- световое давление,(18)R-коэффициент отражениялазерного импульса от плазменной мишени.Как было показано в подразделе 2.4.3 второй главы диссертации(см. также [54]), поскольку плазменная мишень является в целомквазинейтральной, то дейтроны, ускоренные на ее поверхностисветовым давлением, движутся сквозь плазменную мишень практическис постоянной скоростью VD .Очевидно, что ускоренные дейтроны участвуют в DD-реакциях спокоящимися дейтронами мишени в течение интервала времени их"баллистического" пролета сквозь мишень, поэтому длительность177импульса нейтронов, образующихся в ходе DD- реакций, можно оценитьпо формуле: nD cmD nDLLVD2RI 0 ,(19)где, напомним, L - толщина мишени.

Таким образом, длительностьнейтронного импульса прямо пропорциональна толщине мишени иобратно пропорциональна корню из интенсивности лазерного импульса.На рис. 30 (кривая 3) приводится расчет по формуле (19) зависимостидлительности нейтронного импульса от толщины мишени при I0 = 1021Вт/см2. Значение коэффициента отражения R = 0.1 определялось изрезультатов моделирования кодом KARAT, как отношение полнойэнергии лазерного излучения, отраженной от мишени толщиной L = 2мкм, к полной энергии лазерного импульса.Интересно отметить, что достаточно грубая модель (4) неожиданнохорошоописываетрезультатымоделированиякодомKARAT,приведенные на рис.

30 (кривая 2). Более того, формула (19) правильноописывает зависимость длительности импульса DD-нейтронов отинтенсивности лазерного импульса, как это видно из сравнения кривых2 и 3 на рис. 31.: кривая 2 показывает длительности импульсовнейтронов, образовавшихся в ходе DD- реакций в зависимости отинтенсивностилазерногоимпульса,полученныемоделирования кодом KARAT, а кривая 3 -изрезультатовту же зависимость,рассчитанную по формуле (19) при L = 2 мкм и R = 0.1 (кривая 3).178FWHM, fs6004002320010051015202520I0*10 , W/cmРис.31Зависимостьдлительностей3035402импульсовнейтронов,образовавшихся в реакциях фоторасщепления дейтронов (кривая 1), вDD- реакциях (кривая 2) от интенсивности лазерного импульса I0.Кривая (3) - расчет по формуле (19) при L = 2 мкм и R = 0,1.Если длительность импульса нейтронов, образованных в ходе DDреакцийуменьшаетсяприувеличенииинтенсивностилазерногоимпульса (за счет уменьшения времени пролета мишени ускореннымидейтронами), то длительность импульса нейтронов, образованных в ходереакций фоторасщепления дейтронов, наоборот, увеличивается (см.кривую 1 на рис.

31). Это связано с тем, что при увеличенииинтенсивностилазерногоимпульсаувеличиваетсяколичествоимаксимальная энергия высокоэнергетичных электронов в мишени, и,179соответственно, время, в течение которого возникают гамма- кванты сэнергией, превышающей порог фоторасщепления дейтрона. Приинтенсивности I0 = 4*1021 Вт/см2 длительности импульсов DDнейтронов и нейтронов фоторасщепления практически сравниваются исоставляют 194 фс и 175 фс, соответственно.

При этом полный выходнейтронов достигает значенийN nD  6.2  106и N n  9  104 , соответственно.Напомним, что при интенсивности I0 = 1021 Вт/см2 соответствующиезначения были равныN nD  6  106и N n  1.2  104 .Т.е. полный выход DD-нейтронов с ростом интенсивности выходит на насыщение за счетуменьшениядлительностинейтронногоимпульсаиувеличениявероятности DD- реакций, в то время как полный выход нейтроновфоторасщепления продолжает монотонно увеличиваться, поскольку идлительностьнейтронногоимпульсаивероятностьреакцийфоторасщепления при увеличении интенсивности лазерного импульсарастут. Логично предположить, что при дальнейшем существенномувеличенииинтенсивностейфоторасщеплениядейтроновлазерныхввыходимпульсовнейтроноввкладреакцийможетстатьопределяющим.Несмотря на то, что полученный полный выход нейтроновсущественно ниже, чем у других нейтронных источников (например,современныеускорительныеисточникинейтроновобеспечиваютпорядка 1012 нейтронов за импульс [55]), значения плотности потоканейтронов в рассматриваемой задаче достигают рекордных величин изза микронных размеров и субпикосекундной длительности нейтронныхимпульсов.180250220010017Fn, FnD *10 , s-11505413210051015202520I0*10 , W/cm303540452Рис.

Характеристики

Список файлов диссертации