30. Создание плазмы и нейтронов сфокусированными пучками мощных лазеров

В гл. 28 мы рассмотрели пробой газов под действием сфокусированного лазерного пучка. В небольшой области фокуса можно получить плазму с концентрацией электронов порядка Рассмотрим теперь процесс образования плазмы на твердотельной мишени. В принципе возможны два варианта мишеней для бомбардировки мощными лазерными импульсами. Первый вариант — плоская или вогнутая мишень, второй — мишень в виде маленького шарика, удерживаемого в области фокуса лазерного пучка или вбрасываемого в эту область. В обоих случаях мишень помещается в высоковакуумную камеру. Основные проблемы, связанные с созданием высокотемпературной (порядка нескольких миллионов кельвинов) плазмы, таковы:

1) в области фокуса пучка должно находиться как можно больше атомов, иначе говоря, число атомов в единице объема должно быть велико;

2) отношение энергии, поглощенной мишенью, к падающей энергии должно быть возможно больше, особенно в процессе интенсивного разогрева образовавшейся плазмы;

3) для достижения высокой плотности энергии необходимо затормозить расширение плазмы, например с помощью сильного магнитного поля.

Ниже будут рассмотрены основные эксперименты, в которых получали горячую плазму путем бомбардировки твердых мишеней лазерными импульсами с плотностью мощности от до Максимальная напряженность электрического поля световой волны достигает В/см, что соответствует электрическому полю, в котором находится электрон на первой орбите в атоме водорода ( В/см). Когда электронная температура плазмы достигает примерно давление в ней возрастает до атм, а плотность энергии — до .

§ 1. ОБЗОР ВАЖНЕЙШИХ ЭКСПЕРИМЕНТОВ ПО СОЗДАНИЮ ПЛАЗМЫ НА ТВЕРДОЙ МИШЕНИ

Вопрос создания плазмы в лазерном пучке, сфокусированном на твердую мишень, был предметом многочисленных исследований, начиная с 1963 г. (рис. 30.1). Важнейшие результаты этих

исследований изложены в обширных обзорах, например Мейеранда [1] и Малсера и др. [2]. Особое место занимают работы группы Басова ([3-7] и др.).

Создание плазмы с температурой порядка нескольких миллионов кельвинов требует световых потоков с плотностью мощности Реальный прогресс в этой области стал возможен лишь после создания сверхмощных лазеров, дающих энергию в несколько сотен джоулей в световом импульсе наносекундной длительности. В первых установках использовали лазер-генератор и несколько усилительных каскадов. Последние отличаются от генератора лишь тем, что не имеют обратной связи в виде зеркал. На рис. 30.2 представлена схема довольно типичной лазерной установки для генерации мощных наносекундных световых импульсов. Диаметр светового пучка (а также усилительных элементов) увеличивается от каскада к каскаду, чтобы плотность лучистой энергии оставалась несколько ниже порога повреждения рубина или неодимового стекла.

В настоящее время применяют более сложные лазерные системы. Световой пучок от генератора усиливается до уровня мощности, который несколько ниже порога повреждения активного элемента, а затем разделяется, например, на три пучка, направляемых в следующие усилительные каскады. Каждый из этих пучков может быть в свою очередь разделен на три пучка, которые вновь усиливаются. Такая лазерная система содержит несколько десятков

Рис. 30.1. Фотография пробоя в воздухе вблизи твердой мишени. Импульс рубинового лазера с энергией около 1 Дж и длительностью 50 нс фокусировался линзой на поверхность фотобумаги (отдел квантовой электроники Института физики Университета им. Адама Мицкевича).

(кликните для просмотра скана)

(кликните для просмотра скана)

активных элементов, например из неодимового стекла. Все световые потоки затем направляются на маленький шарик или плоскую мишень. На рис. 30.3 показана типичная схема лазерной установки для генерации нейтронов [6]. В одном из первых экспериментов группы Басова в 1968 г. [7] для нагревания плазмы, образующейся на твердой мишени из дейтерида лития, были применены очень мощные пикосекундные световые импульсы. При этом впервые зарегистрированы нейтроны, возникающие при реакции Обнаружено, однако, что довольно значительная часть энергии отражается как от мишени, так и от возникающей плазмы. Вскоре результаты группы Басова были подтверждены другими авторами [8, 9]. На рис. 30.4 приведена схема вакуумной камеры с мишенью из дейтерида лития. Рядом расположен детектор нейтронов. На рис. 30.4, а показана камера, в которой можно было ускорять ионы дейтерия, выбитые из мишени импульсом рубинового лазера мощностью 100 МВт. Ускоренные ионы дейтерия в свою очередь бомбардировали вторую мишень, также содержащую значительное количество дейтерия. В этом эксперименте исследовали состав плазмы, поскольку соединение очень активно и ионы дейтерия в нем легко замещаются ионами водорода. На рис. 30.4, б проиллюстрирован метод регистрации нейтронов, возникающих в мишени Лазерный пучок фокусировался линзой на мишень, находящуюся в камере при давлении около мм рт. ст. Нейтроны регистрировались большим сцинтилляционным счетчиком, расположенным на расстоянии 10 см от мишени.

Рис. 30.4. Схема камер для получения нейтронов на мишени из дейтерида лития в фокусе мощного лазерного импульса 14].

Рис. 30.5. Угловое распределение числа ионов и их кинетической энергии. Мишень из твердого дейтерия. Параметры лазерного импульса:

КПД детектора составлял 10%. Детектор был соединен с фотоумножителем и осциллографом.

В процессе расширения плазмы ее температура резко понижается; внутренняя энергия почти целиком переходит в кинетическую энергию компонентов плазмы. Благодаря наличию электростатических сил, электроны и ионы удаляются от мишени с одинаковыми скоростями [2]. Поскольку масса электронов мала, их кинетической энергией можно пренебречь по сравнению с кинетической энергией ионов. Количество ионов и их скорости измеряют с помощью зонда. Большая часть ионов удаляется в направлении, перпендикулярном поверхности мишени, что проиллюстрировано на рис. 30.5. На рисунке представлены результаты эксперимента, в котором пучок неодимового лазера фокусировался на поверхность твердой дейтериевой мишени. Твердый дейтерий находился в не-

Рис. 30.6. Схема оправы для мишени из твердого дейтерия [2].

Рис. 30.7. Схема установки для исследования развития плазмы методом теневой фотографии.

Импульс, «просвечивающим» плазму, имеет регулируемое затаздывание по отношению к началу процесса. В эксперименте Басова и др. [5] для анализа плазмы была применена вторая гармоника основного лучка, служившего для создания плазшы.

Рис. 30.8. Схема установки для определения электронной температуры плазмы методом анализа мягкого рентгеновского излучения [5]. Ф — бериллиевый фильтр, С — сцинтилляционный счетчик, ФЭУ — фотоэлектронный умножитель.

большом круглом отверстии охлаждающей системы (рис. 30.6). Развитие плазмы во времени исследовали с помощью известного метода теневой фотографии, а мягкое рентгеновское излучение плазмы — с помощью системы двух детекторов-зондов. Схемы этих устройств показаны на рис. 30,7 и 30.8. В настоящее время развитие плазмы во времени чаще всего наблюдают с помощью электронно-оптического преобразователя с линейной разверткой (который описан в гл. 27). Электронная температура плазмы определяется по поглощению ее излучения. Горячая плазма является источником рентгеновского излучения. Не углубляясь в теорию плазмы, приведем здесь формулу, связывающую спектральную плотность энергии рентгеновского излучения с электронной температурой плазмы:

индекс обозначает тормозное излучение при свободно-свободных столкновениях, — число электронов и ионов в При спектральное распределение излучения сильно зависит от температуры. Поскольку в лазерной плазме может достигать сотен электронвольт, излучение плазмы относится к рентгеновскому

диапазону. На практике электронную температуру определяют с помощью измерений относительного поглощения рентгеновского излучения в тонкой фольге.

Интересно, что при увеличении электронной температуры плазмы до нескольких килоэлектронвольт теория тормозного излучения не дает точного описания наблюдаемого рентгеновского излучения. Флаукс и др. [10] исследовали мягкую и жесткую составляющие рентгеновского излучения плазмы, в которой происходили реакции ядерного синтеза типа Кинетическая энергия нейтронов при этом равна 2,45 МэВ. Согласно [10], благодаря нелинейным процессам в плазме увеличивается доля электронов высоких энергий в хвосте максвелловского распределения. Эти электроны могут приобретать энергию порядка и являются источником жесткого рентгеновского излучения. Вопросы развития плазмы, отражения и пропускания света ею, возникновения рентгеновского излучения и нейтронов, вообще говоря, очень сложны. Читателям, желающим ближе познакомиться с этими вопросами, рекомендуем работы групп Басова [4—7], Флаукса [9—11], Бристова [12] и Кариона [13].