Инициирование перспективных ядерных реакций синтеза при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями Матафонов Анатолий Петрович

Содержание к диссертации

Введение

I. Лазерный комплекс для исследования атомных и ядерных про цессов в лазерной плазме 46

1.1. Пикосекундная лазерная установка «Неодим» 10 ТВт мощности 46

1.2. Система диагностики параметров лазерного излучения 57

1.3. Система диагностики для регистрации атомных и ядерных процессов в лазерной плазме 82

1.4. Выводы 93

1.5. Литература к главе 1 95

II. Основные результаты экспериментальных исследований по взаимодействию интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями 98

2.1. Генерация- быстрых заряженных частиц при взаимодействии. сверхкоротких интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями 98

2.1.1. Анализ механизмов генерации быстрых заряженных частиц при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями 98

2.1.2. Основные результаты экспериментальных исследований по генерации быстрых электронов и протонов при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями 110

2.2. Эффективная температура и направленное движение быстрых ионов в лазерной пикосекундной плазме 139

2.3. Исследование плазменных сателлитов рентгеновских линий ионов в пикосекундной лазерной плазме 148

2.4. Выводы 163

2.5. Литература к главе II 166

III. Инициирование перспективных ядерных реакций синтеза в лазерной пикосекундной плазме 172

3.1. Описание экспериментов 175

3.2. Экспериментальные результаты 179

3.2.1. Реакция синтеза D(d,n)3He 179

3.2.2. Реакция синтеза eLi(d, O)4UQ 182

3.2.3. Реакция синтеза 3He(J,р)4Ие 185

3.2.4. Реакция синтеза 1В(р, За) 188

3.2.5. Реакция синтеза 7Li(p, а)4Не 192

3.3. Результаты расчетов выхода перспективных ядерных реакций .. 194

3.3.1. Физическая модель 194

3.3.2. Реакция D(d, п)3Яе 197

3.3.3. Реакция 6Li(d, а)4Не 198

3.3.4. Реакция 3КВД/?)4Не 202

3.3.5. Реакция иВ(р, За) 205

3.3.6. Реакция 7и(р, а)4Не 2 3.4. Выводы 210

3.5. Литература к главе III 212

IV. Оптимизация выхода перспективных ядерных реакций синтеза при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями 214

4.1. Исследование влияния предымпульсов различной длительно-сти на выход нейтронов при инициировании D(d, п) Не реакции в лазерной пикосекундной плазме 214

4.2. Исследование влияния спектрального состава чирпированного импульса на выход нейтронов при инициировании D(d, и)3Не реакции в лазерной пикосекундной плазме 228

4.3. Исследование влияния плотности мишени на выход нейтронов при инициировании D(d, п) Не реакции в лазерной пикосе кундной плазме 235

4.4. Оптимизация выхода перспективных ядерных реакций синтеза в сверхсильных электромагнитных полях ультракоротких лазерных импульсов 236

4.5. Выводы 240

4.6. Литература к главе IV 241

V. Заключение 2

• Система диагностики для регистрации атомных и ядерных процессов в лазерной плазме
• Анализ механизмов генерации быстрых заряженных частиц при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями
• Результаты расчетов выхода перспективных ядерных реакций
• Исследование влияния спектрального состава чирпированного импульса на выход нейтронов при инициировании D(d, и)3Не реакции в лазерной пикосекундной плазме

Введение к работе

1. 1.1. Актуальность проблемы

В последние годы прогресс в исследованиях физических свойств вещества под действием сверхинтенсивного электромагнитного излучения был непосредственно связан с созданием и развитием импульсных лазеров субпикосекунд-ной длительности, основанных на принципе усиления чирпированного импульса. Развитие нового поколения твердотельных лазеров привело к уникальным условиям облучения лазерных мишеней в диапазонах длительностей импульса

10 ^- 1000 фс, интенсивностей 10 -^ 10 Вт/см , пиковых значений мощности 10 ^- 1000 ТВт. При этих условиях лазерное излучение достаточно эффективно трансформируется в потоки быстрых электронов и ионов, взаимодействие которых с веществом мишени приводит к генерации рентгеновского и жесткого гамма-излучения, различным ядерным и фотоядерным реакциям, чего нельзя было достичь при использовании импульсов нано- и субнаносекундной длительности с энергией в десятки джоулей. В результате формируемая фемто-и пикосекундная лазерная плазма является своеобразным "настольным" импульсным "микроускорителем" и "ядерным микрореактором", отличающимся относительной компактностью, к которому не предъявляются специальные требования по радиационной безопасности. Такой источник допускает относительно простую возможность управления энергетическими и другими параметрами корпускулярного и электромагнитного излучений.

По результатам экспериментальных и теоретических исследований можно определить следующие диапазоны изменения параметров образующейся лазерной плазмы: температура электронов составляет ~ 1 -^ 10 кэВ, температура быстрых электронов ~ 0.1 -^ 10 МэВ (с максимальной энергией свыше 100 МэВ), температура быстрых протонов и ионов - от нескольких сотен кэВ до нескольких МэВ (с максимальной энергией протонов до 60 МэВ и ионов свыше 400 МэВ), величина пондеромоторного давления 1 -^ 50 Гбар, амплитуды элек-

Q 19

трического и спонтанного магнитного полей ~ 10 + 10 В/см и ~ 1 -^ 700 МГс соответственно. Энергии высокоэнергетичных протонов, ионов и жесткого рентгеновского излучения достаточны, чтобы превзойти пороги ряда ядерных реакций, таких, как реакции синтеза и деления, фотоядерные реакции, генерация позитронов, (р, п) ядерные реакции и т.д.

Исследование ядерных реакций синтеза в лазерной плазме проводилось одновременно с бурным развитием самой лазерной физики, где достаточно

быстро произошел переход от умеренных интенсивностей ~ 10 ^- 10 Вт/см к

более высоким интенсивностям 10"- 10^Z1 Вт/см' , соответствующим релятивистским условиям движения электронов создаваемой плазмы. При этом ядерные реакции синтеза в области умеренных интенсивностей ~10 Вт/см не были достаточно подробно исследованы. В то же время исследование ядерных реакций синтеза в данной области интенсивностей представляет несомненный интерес, по крайней мере, в трех отношениях: для установления законов подобия по выходу ядерных реакций синтеза в зависимости от интенсивности лазерного излучения; для эффективного инициирования ядерных реакций синте-

за, обладающих резонансами сечений как раз в той области энергий частиц, ускоряемых лазерным излучением, которая соответствует указанным умеренным интенсивностям; из-за относительной доступности и эксплуатационной надежности лазерных установок, обеспечивающих интенсивности излучения ~10 Вт/см , по сравнению с крупными лазерными установками 100 ТВт -^ 1 ПВт мощности, обеспечивающими интенсивности лазерного излучения в диапазоне 10¹⁹-И0²¹ Вт/см².

Среди реакций синтеза наибольший интерес вызывают реакции синтеза, перспективные для использования в управляемом термоядерном синтезе (УТС): D(d, и)³Не, ⁶Li(d, а)⁴Не, ³He(4Не, ^иВ(р, За), ⁷Li(p, а)⁴Не, у которых основное энерговыделение идет в заряженных частицах (что сильно упрощает утилизацию этой энергии), а нейтронные потоки ослаблены по сравнению с реакцией T(d, п) Не, используемой в традиционной схеме УТС. Схема управляемого синтеза на реакции T(d, п) Не является лишь этапом, позволяющим продемонстрировать саму возможность осуществления управляемого термоядерного синтеза. Анализ возможности использования перспективных ядерных реакций синтеза в схеме УТС с магнитным удержанием приводит к весьма жестким требованиям к соответствующим плазменным параметрам ввиду больших значений ионной температуры (свыше 100 кэВ), требуемой для поджига таких ядерных реакций. В то же время, в плазме, создаваемой лазерами ПВт мощности, которые могут использоваться в схемах быстрого поджига в инерциальном термоядерном синтезе [1-3], возможно достижение требуемых столь высоких температур ионов. Однако до последнего времени в плазме, создаваемой мощными лазерами, из перечисленных выше перспективных ядерных реакций синтеза эксперимен-тально исследовалась только одна реакция синтеза D(d, п) Не. При этом в недостаточной степени исследовалось влияние параметров лазерного импульса и параметров мишени на выход данной реакции синтеза.

Таким образом, исследование перспективных ядерных реакций синтеза, инициируемых при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями, является актуальной задачей как для фундаментальных, так и для прикладных исследований.

1.2. Цели диссертационной работы

Основные цели работы заключались в следующем:

1. Создание специализированного лазерного комплекса для исследования перспективных ядерных реакций синтеза в лазерной плазме в составе: модернизированной пикосекундной лазерной установки «Неодим» 10 ТВт мощности, обеспечивающей интенсивность лазерного излучения на мишени 2x10 Вт/см , системы диагностики лазерного излучения и системы диагностики лазерной плазмы.

2. Разработка методик проведения экспериментов по исследованию перспективных ядерных реакций D(d, и)³Не, ⁶Li(d, a)⁴YL&, ³He(4Не, ^иВ(р, За),

1 Л.

Li(p, а) Не, протекающих в лазерной пикосекундной плазме.

3. Оптимизация условий генерации высокоэнергетичных заряженных частиц, инициирующих ядерные реакции, в том числе перспективные ядерные реакции синтеза в лазерной пикосекундной плазме.

4. Доказательство возможности инициирования перспективных ядерных реакций синтеза D(d, и)³Не, ⁶Li(d, ск)⁴Не, ³He(4Не, ^иВ(р, За), ⁷Li(p, а)⁴Не при

1 О "\

взаимодействии лазерных импульсов с интенсивностью / ~ 10 Вт/см с твердотельными мишенями.

1.3. Научная новизна

1. Впервые проведено инициирование перспективных ядерных реакций синтеза ⁶Li(4Не, ³Не(<і, /?)⁴Не, ^иВ(р, За), ⁷Li(p, а)⁴Не при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями.

2. Обнаружено влияние предымпульсов различной длительности на выход нейтронов при инициировании D(d, п) Не реакции в лазерной пикосекундной плазме.

3. Впервые проведено инициирование перспективной ядерной реакции синте-за D(d, п) Не в пикосекундной лазерной плазме с использованием мало-плотных р = 10 -^ 40 мг/см мишеней на основе дейтерированного пенополиэтилена.

4. Обнаружено влияние спектрального состава усиливаемого лазерного импульса на выход нейтронов при инициировании D(d, п) Не реакции в лазерной пикосекундной плазме.

5. Определены оптимальные значения для параметров лазерного импульса по интенсивности, длине волны, длительности, поляризации, контрасту, для параметров мишени и геометрии эксперимента, при которых возможно значительно увеличить выход перспективных ядерных реакций синтеза в лазерной пикосекундной плазме.

6. Обнаружено, что начиная с интенсивности 10¹⁰ Bt/cm^z в распределении ионов по энергиям образуется интенсивный «хвост», отвечающий генерации быстрых ионов с температурой около 350 кэВ.

7. Впервые в пикосекундной лазерной плазме при интенсивности лазерного излучения 2x10 Вт/см проведено инициирование фотоядерных реакций

Ве(;к, «)2а, Та(;к, п) Та с пороговыми энергиями для у-квантов, равными 1.67 МэВ и 7.56 МэВ соответственно, и реакций, инициируемых при воздействии быстрых протонов ⁷Li(p, и)⁷Ве, ⁶³Cu(p, «)⁶³Zn, ⁴⁸Ti(p, w)⁴⁸V с пороговыми энергиями для протонов, равными 1.88 МэВ, 4.1 МэВ и 5 МэВ соответственно.

8. Впервые зарегистрированы плазменные сателлиты рентгеновских линий
ионов фтора в лазерной пикосекундной плазме, свидетельствующие о нали
чии сильных плазменных колебаний с частотой, заметно меньшей частоты
лазерного излучения.

1.4. Практическая ценность работы

1. Результаты работы по исследованию перспективных ядерных реакций синтеза могут найти применение при разработке новых схем быстрого поджига

в инерциальном термоядерном синтезе с использованием перспективных ядерных то плив.

2. Созданный специализированный лазерный комплекс ЮТВт мощности позволяет на основе полученных экспериментальных результатов развернуть работы по созданию новых технологий, связанных с генерацией быстрых заряженных частиц и инициированием перспективных ядерных реакций синтеза при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями.

3. Результаты работ позволяют существенно расширить фронт исследования ядерных реакций, в том числе перспективных ядерных реакций синтеза в лазерной плазме за счет привлечения лазерных установок 1-^1 ОТВт мощности с интенсивностью на уровне 10 Вт/см , количество которых в научных и учебных институтах (университетах) значительно больше, чем количество крупных лазерных установок с мощностью ЮОТВт -т- ШТВт и

интенсивностью 1(Г-1(ГВт/смЛ

4. Результаты работ по разработке методик диагностики лазерной плазмы использовались при создании в НИИИТ (г. Москва) многоканальной автоматизированной системы диагностики для обеспечения исследований атомных и ядерных процессов в лазерной плазме в ведущих научных центрах Росатома.

5. Результаты работы могут найти применения в следующих направлениях науки и технологии:

- исследование ядерных реакций, в т.ч. синтеза, протекающих в условиях

высоких (более 10 К) температур, плотностей (более 10 г/см ), магнитных

полей (более 10 Гс) с разработкой и созданием новых наукоемких технологий, прежде всего энергетических;

- экспериментальные исследования ядерных реакций, протекающих на астро-

физических объектах путем моделирования соответствующих условий на созданной лазерной установке;

исследование и создание основ энергетических технологий на базе безнейтронных (экологически чистых) реакций синтеза ядер;

создание высокоинтенсивных источников нейтронов, электронов, заряженных ионов пикосекундной длительности для целей диагностики различных веществ и их состояний;

диагностика лазерной плазмы, созданной при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями;

технология производства радиоактивных изотопов.

1.5. Защищаемые положения

1. Созданный специализированный лазерный комплекс в составе: модернизированной пикосекундной лазерной установки «Неодим» 10 ТВт мощности, обеспечивающей интенсивность лазерного излучения на мишени 2x10 Вт/см , системы диагностики лазерного излучения и системы диагностики лазерной плазмы позволяет проводить исследования перспективных ядерных реакций синтеза в лазерной плазме.

2. Созданные методики проведения экспериментов позволяют проводить исследования по инициированию перспективных ядерных реакций синтеза D(d, «)³Не, ⁶Li(d, а)⁴Не, ³He(d, /?)⁴Не, ^пВ(р, За), \\{р, а)⁴Не в лазерной плазме на основе измерения количества и энергии нейтронов, протонов, ос-частиц - продуктов выхода данных ядерных реакций.

3. При взаимодействии интенсивных (2x10 Вт/см ) пикосекундных лазерных импульсов с твердотельными мишенями реализуются условия для инициирования перспективных ядерных реакций синтеза D(d, п) Не, Li(а) Не, ³He(4Не, ^иВ(р, За), ⁷Ы(р, а)⁴Н& с выходом продуктов ядерных реакций 10 -^ 10 частиц за один лазерный импульс.

4. Выход нейтронов при инициировании ядерной реакции синтеза D(d, п) Не с использованием твердотельных (CD2)_W мишеней с /7 « 1 г/см уменьшается при интенсивности наносекундного предымпульса более 10 Вт/см и при интенсивности более 10 Вт/см для пикосекундного предымпульса, опережающего основной импульс на 13 не. При использовании мишеней из дей-терированного пенополиэтилена с плотностью р = 10 -^ 40 мг/см выход нейтронов уменьшается при интенсивностях предымпульсов, превышающих пороги плазмообразования на поверхности мишени.

5. Искажение спектра чирпированного лазерного импульса в процессе усиления приводит к уменьшению выхода нейтронов - продуктов ядерной реак-ции синтеза D(d, п) Не.

6. В плазме, создаваемой пикосекундным лазерным импульсом с интенсивно-стью 2x10 Вт/см , генерируются электроны и у-кванты с максимальной энергией 7.5 МэВ, узконаправленные пучки протонов с максимальной энергией 5 МэВ и температурой свыше 100 кэВ, ионы с температурой 350 кэВ.

7. При взаимодействии интенсивных (2x10 Вт/см ) пикосекундных лазерных импульсов с твердотельными мишенями реализуются условия для инициирования фотоядерных реакций Ве(;к, «)2а, Та(;к, п) Та с пороговыми энергиями для у-квантов, равными 1.67 МэВ и 7.56 МэВ соответственно, и реакций, инициируемых при воздействии быстрых протонов Li(p, п) Be,

Си(р, п) Zn, Т\(р, и) V с пороговыми энергиями для протонов, равными 1.88 МэВ, 4.1 МэВ и 5 МэВ соответственно.

8. В плазме, создаваемой пикосекундными лазерными импульсами умеренной

интенсивности (около 10 Вт/см ), генерируются сильные плазменные колебания с частотой со = (0.7^-1.0)х10 с" , заметно меньшей частоты лазерного излучения.

1.6. Достоверность работы

Достоверность основных научных результатов подтверждается применением надежных методов диагностики атомных и ядерных процессов в лазерной пикосекундной плазме и апробированных вычислительных методов. Полученные в экспериментах данные там, где это возможно, сравнивались с результатами других авторов и известными теоретическими моделями. Все сравнения дали положительный результат.

1.7. Апробация работы и публикации

Материалы, вошедшие в диссертацию, докладывались на научных семинарах в России в ФИАН, ИОФРАН, МГУ, ВНИИЭФ. Кроме этого, основные результаты представленных в диссертации исследований докладывались, обсуждались и получили положительную оценку на следующих научных конференциях:

- XXVI - XXVIII, XXXIII, XXXIV Звенигородских конференциях по физике
плазмы и управляемому термоядерному синтезу (1999, 2000, 2001, 2006 и 2007
годы);

- American Physical Society Topical Conference on Atomic Processes in Plasmas,
USA, Reno, Nevada, March 19-23, 2000;

- V Международном симпозиуме по радиационной плазмодинамике, Москва,
май 2000г;

XVII International Conference on Coherent and Nonlinear Optics (ICONO 2001), Minsk, Belarus, June 26 - July 1, 2001;

International Quantum Electronics Conference (IQEC2002), Moscow, Russia, 2002;

XVII European Conference on Laser Interaction with Matter (ECLIM2002) Memorial to Nobel Price Winner, Academician N.G.Basov, Moscow, Russia, 2002;

31th European Physical Society Conference on Plasma Physics, London, England, 28th June - 2nd July 2004;

32st European Physical Society Conference on Plasma Physics, Tarragona, Spain, June 27-July 1,2005;

- Fourth International Conference on Inertial Fusion Sciences and Applications
(IFSA2005), Biarritz, France.

По теме диссертации опубликовано 47 работ в реферируемых научных изданиях, в том числе 28 статей в отечественных и зарубежных научных журналах (из них 17 статей в изданиях, входящих в перечень, рекомендуемых ВАК) и 19 статей в сборниках и трудах конференций и более 50 тезисов докладов.

1.8. Структура и объем диссертации

Система диагностики для регистрации атомных и ядерных процессов в лазерной плазме

Представлены результаты экспериментальных исследований по генерации быстрых заряженных частиц при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями при интенсивности лазерного излучения 2x1018 Вт/см2. Целями проведения экспериментальных ис- . следований было: 1) определение максимальной энергии быстрых электронов и протонов, температуры (средней энергии) электронов и протонов; 2) исследование ускорения протонов с передней поверхности мишени навстречу лазерному импульсу (т.е. наружу мишени), ускорение протонов с передней поверхности вглубь ее и ускорение протонов с тыльной поверхности мишени (фольги) наружу; 3) исследование пространственного распределения пучков протонов, ускоренных с тыльной поверхности различных металлических фольг; 4) исследование возможности инициирования различных (% п), (р, п) ядерных реакций.

Диагностика быстрых электронов осуществлялась по регистрации жесткого рентгеновского излучения плазмы.

Для исследования генерации МэВ-ных у-квантов были выбраны фотоядерные реакции 9Ве(;к, п)2а с пороговой энергией для у-квантов 1.67 МэВ и181Та(;г, л)180Та с пороговой энергией для у-квантов 7.56 МэВ. Использовались два типа мишеней. Первая мишень представляет собой составную мишень из ТаВе, состоящую из первичной Та мишени толщиной 1 мм, в которой генерируются у-кванты, и вторичной активационной мишени из Be толщиной 8 мм для инициирования Ве(у, п)2а реакции. Вторая мишень представляла собой пластину из Та толщиной 30 мм, которая выполняла роль и первичной мишени для генерации у-квантов, и вторичной для ини 181--Г / л180-г циирования Та(/, п) Та реакции. Результаты экспериментов показали, что при использовании обеих мишеней регистрируются нейтроны.

Учитывая, что в результате воздействия лазерного импульса генерируется около 105 нейтронов на ТаВе мишени и около 10 нейтронов на Та мишени, было окончательно получено, что на ТаВе мишени генерируется" около 109 у-квантов с энергией свыше 1.67 МэВ и на Та мишени генерируется около 102 у-квантов с энергией свыше 7.56 МэВ. Из данных по количеству у-квантов при энергиях 1.67 МэВ и 7.56 МэВ в предположении, что распределение быстрых электронов по энергии является максвелловским, была получена оценка величины температуры быстрых электронов, равная Тс « 300 кэВ.

Результаты экспериментов по исследованию различных механизмов генерации быстрых протонов с использованием Ті фольги толщиной 30 мкм показали, что количество ускоренных протонов с передней поверхности мишени навстречу лазерному импульсу, имеющих энергию свыше 1.88 МэВ, составило величину 2x10 ; количество ускоренных протонов с тыльной поверхности мишени наружу составило величину 4x108 и количество ускоренных протонов с передней поверхности мишени вглубь ее со-ставило величину 4x10 . Таким образом, результаты экспериментов показали, что наиболее эффективно процесс ускорения протонов происходит в случае ускорения протонов с тыльной стороны поверхности мишени наружу.

Из измеренных спектров быстрых протонов следует, что» распределение быстрых протонов по энергии соответствует максвелловскому распределению с температурой 180 кэВ для протонов, ускоренных с передней поверхности мишени навстречу лазерному импульсу, с температурой 500 кэВ для протонов, ускоренных с тыльной поверхности мишени наружу и с температурой 250 кэВ для протонов, ускоренных с передней поверхности мишени вглубь ее.

Также были измерены спектры протонов, зарегистрированных за тыльной поверхностью мишеней различной толщины. В качестве мишеней использовались фольги из Си ТОЛЩИНОЙ 10 мкм, 50 мкм и Та толщиной 50 мкм. Из полученных спектров следует, что температура протонов и максимальная энергия протонов уменьшаются как с увеличением толщины фольги, так и с увеличением атомного номера мишени.

При определении максимальной энергии протонов, генерируемых на тыльной поверхности металлических фольг, мы использовали различные вторичные активационные мишени из LiF толщиной 6 мм, Си ТОЛЩИНОЙ 2 мм и Ті ТОЛЩИНОЙ 3.5 мм, которые активируются при разных энергиях протонов от 1.88 МэВ до 5 МэВ.

Результаты экспериментов по определению максимальной! энергии протонов для мишеней из А1 различной толщины от 2.5 мкм до 100 мкм, полученные как с использованием трековых детекторов CR-39 с А1 фильтрами различной толщины, так и с использованием активационной методики показали, что существует оптимальная толщина А1 мишени, равная 10 мкм, при которой генерируются, протоны с максимальной энергией 5 МэВ.

Проведено сопоставление полученных экспериментальных результатов по генерации быстрых заряженных частиц при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями с известными теоретическими моделями [4, 35], которые показали достаточно хорошее согласие при интенсивности лазерного излучения 2x10 Вт/см .

Результаты экспериментов по исследованию пространственного распределения пучков протонов за тыльной поверхностью металлических фолы показали, что пучки протонов распространяются по нормали к мишени и угол отклонения протонов уменьшается для протонов большей энергии, при использовании мишеней с большей толщиной и с большим атомным номером атомов мишени.

Представлены экспериментальные данные по генерации быстрых ионов в лазерной пикосекундной плазме при интенсивности лазерного излучения 2x1018 Вт/см2. Результаты основаны на измерениях доплеровских спектров водородоподобных ионов фтора.

Анализ механизмов генерации быстрых заряженных частиц при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями

Для того чтобы уверенно наблюдать модуляцию спектра интенсивности, необходимо одновременное выполнение двух, условий. Во-первых, интерферирующие импульсы должны достаточно1 эффективно перекрываться во; времени, т.е. временная?задержка т. не должна: превышать характерной длительности импульса тр. С другой стороны, период интерференционных биений не должен превышать характерную ширину Аса спектральной огибающей. Если предположить, что исследуемые импульсы-; спектрально ограничены;(трАа &2п),-.при т. тр имеем 1 Аа , шинтерпре-тация экспериментальных данных, будет затруднительна. Если наблюдается: интерференция чирпированных импульсов, для которых ТрАа »2%,.при т Тр выполняется условие их эффективного перекрытия: во времени,, а в регистрируемом спектре будут присутствовать хорошо различимые биения с периодом Q ACQ.

Применительно к импульсам, имеющим достаточно большой чирп (Aw» О.), соотношение Ico позволяет провести оценки как временной задержки г, обратно-пропорциональной периоду биений спектра, так и относительной интенсивности є интерферирующих импульсов. Видность полос ки интерференционной картины определяется отношением максимальной Imax и минимальной. Imin интенсивности вблизи максимума спектрального распределения: kn=ImcJImin:= (1 + Vf) 2/( 1 - чє)2, откуда:

Из. последней зависимости видно, что метод позволяет производить измерения относительной интенсивности є в динамическом диапазоне, значительно превышающем динамический диапазон измерительной аппаратуры. Так, при точности измерения ImaJhun в 1% минимальное измеряемое значение 8 Шг. При наличии нескольких фоновых импульсов регистрируемое распределение может иметь достаточно сложный вид. Более детальный анализ можно выполнить, производя преобразование

Полностью восстановить временную форму огибающей исходного поля из приведенного соотношения невозможно, поскольку в эксперименте измеряемой величиной является интенсивность излучения, а информация о распределении фазы теряется. Функция C(t) является четной функцией с максимумами при f=0 и t=±r, так что соотношение (1.14) не позволяет, в частности, определить знак т. Однако интерферограмма 1о и ее фурье-образ (1.14) позволяют достаточно точно измерить относительную интенсивность и абсолютное значение интервала следования интерферирующих импульсов г, если \т\ не превышает длительности исходного чирпированного импульса. Заметим так же, что F(t) соответствует автокорреляционной функции идеализированного спектрально-ограниченного импульса со спектром, соответствующим огибающей регистрируемой ин-терферограммы. По форме огибающей можно оценить минимально-достижимую длительность основного импульса на выходе лазерной системы в случае полной компенсации фазовой модуляции. На практике удобнее пользоваться функцией S(t) — С (/), которая, при условии, что функции F(t), F(t-r) и F{t+r) не перекрываются во времени, имеет вид:

Тогда, при є«\, отношение максимумов S{t) в точках /=0- и /= г непосредственно определяет относительную интенсивность є остаточного импульса. Если остаточный импульс имеет достаточно большую амплитуду, помимо локального максимума функций C(t) и S(t) в точках ±т могут наблюдаться максимумы на временных задержках, кратных г, с относительной амплитудой є", где п - номер соответствующей гармоники. Если исследуемое излучение определяется, суперпозицией большого числа взаимодействующих импульсов, следующих с интервалами г,- относительно основного, в фурье-образе спектральной интерферограммы ( помимо максимумов при значениях t, кратных г,, могут наблюдаться так же максимумы на их комбинациях, в точках ТІ + TJ и г;-Г/, где / иу - номера импульсов. Амплитуды S(j локальных максимумов функции S(t) будут определяться соотношением интенсивностей соответствующих компонент излучения: Sjj = ye,Sj. В реальных экспериментах уровень гармоник и комбинационных максимумов,-как правило, ниже уровня шумов регистрации вследствие малости интенсивности исходных фоновых импульсов. Однако, при анализе регистрируемой интерференционной картины необходимо учитывать возможность их существования в фурье-образе спектрального распределения.

На рис. 9 приведена схема измерений с использованием метода спектральной интерферометрии чирпированных импульсов. Исследуемое излучение направлялось на дифракционную решетку ДР. Далее с помощью длиннофокусной линзы Л в плоскости входного окна видикона формировался спектр чирпированного импульса, предварительно ослабленный нейтральными светофильтрами СФ. Первичная обработка зарегистрированно 72

го видиконом спектрального распределения производилась системой регистрации СР, включающей крейт КАМАК и персональный компьютер. Затем производилась численная обработка спектральной интерферограммыс применением процедуры быстрого преобразования Фурье.

В экспериментах использовалась дифракционная решетка с числом штрихов N= 1700 штр/мм при угле дифракции 9= 62,5. Спектральное

Схема измерения параметров лазерного излучения на основе метода спектральной интерферометрии чирпированных импульсов. ЛИ - лазерное излучение; ДР - дифракционная,решетка; Л - линза; СФ - набор светофильтров; СР — система регистрации и обработки информации. разрешение А у определялось параметром дискретизации изображения на. видиконе/ = 100 мкм на один элемент изображения, частотной дисперсией-(dy/d9=c-sm9/NA , где v— частота, Л= 1,055 мкм-длина волны излучения) и фокусным расстоянием линзы F = 1.64 м:

АУ= p-c-sm9/(X2-N-F), В экспериментах A v составляло 4,48-10"3 ТГц на один элемент изображения интерференционного спектра. Полное изображение состояло из 256 элементов, что соответствовало спектральному интервалу 1,15 ТГц. Динамический диапазон измерений —100:1 соответствовал относительной ошибке измерений амплитуды спектральной интерферограммы с учетом шумов видикона -1-2%. При этом ошибка измерения относительной интенсивности є фоновых импульсов не превышала 10 4.

На рис. 1 Оа показана наиболее, характерная. спектральная-интерферо грамма усиленного в РУ излучения, прошедшего все: элементы лазерного комплекса за исключением временного компрессора-при выключенной на- качке оконечных усилителей. Приведенное спектральное распределение получено в результате окончательной; оптимизации оптической схемы ус тановки, основные этапы которой будут рассмотрены; ниже. На рис. 106 показан результат численной обработки приведенного1 спектра - нормиро ванная- на-: максимальное значение функция- S(t), определяемая» соотноше нием (Г. 15) и являющаяся квадратом фурье-образа спектральной интерфе рограммына рисЮя. Поскольку S(f) - четная функция; на рис: 106 (как и везде далее) приведены лишь ее. значения: в интервале. — 5 / 100 пс. Верхний предел временного распределения, определялся, достигнутым в эксперименте спектральным разрешением.

Результаты расчетов выхода перспективных ядерных реакций

Таким образом, можно сделать вывод об угловом распределении пучков протонов, ускоренных с тыльной поверхности мишени наружу. Угол отклонения протонов уменьшается для протонов большей энергии, при использовании мишеней с большей толщиной и с большим атомным номером атомов мишени.

Угловое распределение пучков протонов, ускоренных с тыльной поверхности наружу, исследовалось и при меньшей интенсивности лазерного о излучения, равной 10 Вт/см . При этом оказалось, что угол отклонения протонов определенной энергии уменьшается при уменьшении интенсивности лазерного излучения. На рис. 41, для примера, показаны изображения протонных пучков с одинаковой энергией {Ер 0.8 МэВ) на трековых детекторах CR.-39 для мишени из Си ТОЛЩИНОЙ 30 мкм, полученные при интенсивности лазерного излучения 2x10 Вт/см (рис. 41а) и интенсивно 133 сти лазерного излучения 10 Вт/см (рис. 416). Из рис. 41 следует, что при уменьшении интенсивности лазерного излучения в 2 раза с 2x10 Вт/см до 10 Вт/см угол отклонения протонов также уменьшается почти в два раза с 26.4 до 14. Максимальная энергия протонов при этом также уменьшалась с 3.5 МэВ до 2.5 МэВ. Изображения протонных пучков с одинаковой энергией (Ер 0.8 МэВ) на трековых детекторах CR-39 для Си 30 мкм мишени, полученные при интенсивности лазерного излучения /— 2х1018 Вт/см2 (а) и /= 1018 Вт/см2 (б). Отметим два интересных факта в распределении пучков протонов при относительно небольших и при максимальных энергиях протонов. Во-первых, как видно из рис. 38а, рис. 4\а,б в изображениях протонных пучков при энергиях протонов более 0.8 МэВ четко различимы кольцевые структуры, образованные треками протонов больших диаметров (малых энергий). При увеличении энергии протонов более 1.7 МэВ кольцевые структуры исчезают (рис. 39).

На рис. 42 представлено распределение потоков протонов с энергией свыше 0.8 МэВ внутри кольцевой структуры, полученное при использовании мишени из Си толщиной 30 мкм (рис. 246) причем на рис. 42а представлено распределение всех протонов с энергией в диапазоне 0.8 + 2.5 МэВ, а на рис. 426 - распределение протонов с энергией в диапазоне 0.8 + 1.7 МэВ. Размер изображения где плотность треков максимальна около 10 мм, угол разлета протонов ср\а « 14. Распределение треков внутри изображения неравномерно: в центре, где поток протонов максимален, преобладают треки малых диаметров (протоны высоких энергий), затем на расстоянии от центра около 3 мм (угол разлета протонов (р\/2 = 8.5) видна четкая граница кольца, образованного треками больших диаметров (протонами малых энергий).

Распределение потоков протонов внутри кольцевой структуры, полученное при использовании мишени из Си 30 мкм (рис. 416): а) все протоны с энергией в диапазоне 0.8 4- 2.5 МэВ; 6) протоны с энергией в диапазоне 0.8 4-1.7 МэВ

Второй интересный факт в распределении пучков протонов при энергиях протонов, близких к максимальным, связан с появлением пятнистой структуры в распределении протонов (рис. 43). При проведении экспериментов с мишенью из Си 30 мкм при интенсивности лазерного излучения 1018 Вт/см2 на детекторе CR-39 с А1 фильтром 55 мкм (Ер 2.5 МэВ) была обнаружена зона диаметром около 2 мм с плотностью треков (2ч-5)х108 см" . Следовательно, протоны с энергией Ер 2.5 МэВ образуют узконаправленный пучок с углом разлета срцо = 3. Микрофотография зоны представлена на рис. 43.

Внутри зоны видны пятна с еще большей плотностью треков ( 109 см ) размером 80 -т- 200 мкм. Следовательно, внутри узконаправленного пучка протонов с (р\/2 = 3 и Ер 2.5 МэВ со средней плотностью (2-г5)х108 см"2 существуют области, где плотность протонов превышает среднюю в 2 -ь 5 раз.

Микрофотография одного из пятен с повышенной плотностью треков ( 10 см") представлена на рис. 44. Распределение потоков протонов внутри зоны (с различным увеличением) представлено на рис. 45.

Таким образом, результаты наших экспериментов на установке "Не-одим" показали что при интенсивности лазерного излучения на уровне 10 4-2x10 Вт/см генерируются как кольцевые структуры протонов с энергией в диапазоне 0.8 -г- 1.7 МэВ, так и узконаправленные пучки протонов с энергией, близкой к максимальной, с неравномерным распределением.

Проведем сопоставление полученных экспериментальных результатов по генерации быстрых заряженных частиц при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями с известными теоретическими моделями.

Исследование влияния спектрального состава чирпированного импульса на выход нейтронов при инициировании D(d, и)3Не реакции в лазерной пикосекундной плазме

Оценки потоков а-частиц па для детекторов с А1-фильтрами толщиной 11 и 22 мкм приведены в табл. 3.3. Наибольший эффект наблюдается в диапазоне диаметров = 7.8 —10 мкм (отношение эффект/фон составляет 4 — 11 для различных детекторов). Наибольшая интенсивность эмиссии а-частиц в первой серии измерений (при однократном облучении) наблюдалась для детекторов, расположенных под углами 0 и 45 к нормали плоскости мишени. Некоторое уменьшение эмиссии для детектора, расположенного под углом 85, можно объяснить тем, что на пути а-частиц оказалось большее количество вещества мишени. Средний уровень эмиссии а-частиц в этом диапазоне диаметров можно оценить как (па) = 1.77 х 10J в 4п ср. Некоторый эффект наблюдается также в диапазоне диаметров d = 10.2- 12.0 мкм (отношение эффект/фон равно 2). В этом случае средний уровень эмиссии а-частиц составил (па) = 1.2 х 10 .

При многократном облучении для детекторов с А1-фильтром толщиной 11 мкм средние уровни эмиссии а-частиц на одну вспышку для диаметров 7.8 - 10 и 10.2 - 12.0 мкм составили 1.5 х 103 и 2.3 х 103 в телесный угол 4п ср соответственно. Для детекторов с А1-фильтром толщиной 22 мкм эти значения для указанных диапазонов составили 2.3 х 102 и 3 х 102 в телесный угол 471 ср соответственно.

По результатам измерений на шести парах детекторов, покрытых А1-фольгой толщиной 11 мкм, были построены суммарные распределения диаметров треков для мишеней [В + (СН2)И] и (СН2)„, приведенные на рис. 59а. На распределении различимы пики при d = 7.8 - 8.6 мкм (Еа —6-8 или 0.3 - 0.4 МэВ) и d = 9.8 - 10.0 мкм (Еа 4 или 0.8 МэВ). Широкий пик

Более точное измерение энергии а-частиц можно провести с учетом данных, полученных для детекторов с А1-фильтром толщиной 22 мкм (см. распределение на рис. 596). На этом распределении остался только один небольшой пик при d = 7.8 мкм (Еа 7.5 МэВ). С учетом потерь энергии в слое 22 мкм первоначальную энергию а-частиц можно оценить как Еа 10 МэВ. Некоторое превышение над фоном наблюдается также при d = 10 — 11 мкм (Еа — 2.5 - 3.0 или 0.9 - -1.5 МэВ). Первоначальная энергия а-частиц в этом случае составляет 6.4 - - 6.7 или 5.5 - 5.7 МэВ. Исчезновение пиков, наблюдавшихся на рис. 59а, свидетельствует о том, что они соответствовали а-частицам с энергией 3 -=- 5 МэВ. По совокупности данных можно предположить, что наблюдались а-частицы с энергиями около 3.4 + 0.4, 4.0 ± 0.4, 5.6 ± 0.3 и 10 ± 1 МэВ со средним выходом а-частиц (5±2)х10 в 4ті ср. за один лазерный импульс.

При проведении экспериментов не было зарегистрировано нейтронного излучения детектором на гелиевых счетчиках.

Реакция синтеза 7Li(p, а)4Н& Для реакциир + Li в первом поколении возможны две реакции: р + 7Li -» 24Не + 17.3 МэВ, (3.10) p + 7Li 7Be + n. (3.11) Источником нейтронов может явиться пороговая реакция (3.11), для инициирования которой необходимы протоны с энергией Ер 1.88 МэВ.

Для исследования была выбрана реакция (3.10) со средней энергией а-частиц Еа 9 МэВ. Для детектирования ионов - продуктов ядерной реакции (3.10) применялись трековые детекторы CR-39 с фильтром из А1-фольги толщиной 33, 44, 55 и 66 мкм. При этом эффект ожидается только на детекторах с А1-фильтрами толщиной 33 и 44 мкм, поскольку пробег а-частиц в алюминии при Еа 9 МэВ составляет 51 мкм. Трековые детекто 193 ры располагались перед мишенями на расстоянии 2.5 см под углами ±20 к нормали поверхности мишени.

В качестве основной мишени использовалась мишень из LiF толщи-ной 6 мм (Li содержит около 92% Li), а в качестве контрольной - композитная мишень [Li + СН2] толщиной 100 мкм. Результаты измерений потоков а-частиц - продуктов реакции (3.10) для одной из черий экспериментов приведены в табл. 3.4.

Похожие диссертации на Инициирование перспективных ядерных реакций синтеза при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с твердотельными мишенями

Генерация быстрых электронов и аттосекундных импульсов коротковолнового излучения при взаимодействии сверхинтенсивного лазерного излучения с наноструктурированными мишенями и тонкими пленкамиМихайлова Юлия Михайловна

Генерация высокотемпературной плазмы и массоперенос аблируемых частиц при воздействии последовательностью высокоинтенсивных фемтосекундных лазерных импульсов на твердотельные мишени в газовой средеМакаров Иван Андреевич

Эффективность рентгеновских лазеров и термоядерных мишеней непрямого инициированияШматов Михаил Леонидович

Влияние эффектов распространения на коллективные параметрические взаимодействия лазерных импульсов с плотными резонансными средами без инверсии заселенностейМехов Игорь Борисович

Нелинейные взаимодействия ультракоротких импульсов света 3 МКМ диапазона с конденсированными средамиВодопьянов, Константин Львович

Когерентные взаимодействия оптических импульсов с резонансными и нелинейными искусственными средамиЕлютин, Сергей Олегович

Генерация аттосекундных импульсов при взаимодействии интенсивного лазерного излучения с газообразными средамиСтрелков Василий Вячеславович

Взаимодействие световых импульсов из малого числа колебаний при нелинейном отражении от диэлектриковСтолповская, Ольга Александровна

Теоретическое исследование взаимодействия световых импульсов и пучков с фотонными кристалламиТарасишин, Андрей Валентинович

Когерентные взаимодействия сверхкоротких импульсов ближнего и среднего инфракрасного диапазонов в задачах микроспектроскопии и дистанционного зондированияЛанин Александр Александрович