ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2007, том 33, № 8, с. 720-723
^ ЛАЗЕРНАЯ
ПЛАЗМА
УДК 533.951
ЛАЗЕРНОЕ ДВУХСТАДИЙНОЕ УСКОРЕНИЕ ИОНОВ
© 2007 г. В. Ю. Быченков*, Г. И. Дудникова**
*Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, Москва, Россия **Институт вычислительных технологий СО РАН, Новосибирск, Россия Поступила в редакцию 19.12.2006 г.
Предложена схема получения квазимоноэнергетического сгустка ионов при облучении фольги двойным лазерным импульсом в виде ультракороткого предымпульса и последующего, более сильного, основного импульса, тоже ультракороткой длительности. Проведено численное моделирование, иллюстрирующее такую схему и устанавливающее пространственно-временные и энергетические характеристики ускоряемых ионов.
PACS: 52.38.-r, 52.38.Kd, 52.50.Jm
Эксперименты последних лет по воздействию интенсивных коротких лазерных импульсов на фольги показывают возможность ускорения ионов до высоких энергий, причем типично их энергетический спектр имеет вид спадающего широкого распределения, типа теплового, с отсечкой по энергии. Однако для ряда практических приложений достижение высоких ионных энергий ионов оказывается недостаточным и требуется создание моноэнергетических пучков ионов. В этой связи разработка методов получения таких пучков становится одной из приоритетных задач лазерной физики высоких плотностей энергии. Недавно сгустки квазимоноэнергетиче-ских ионов были получены в ряде экспериментов
[1-3].
До сих пор наибольшее внимание привлекало использование структурированных мишеней на основе идеи, предложенной Булановым с соавторами [4, 5]. При этом генерация моноэнергетических ионов достигается с использованием покрытия (напыления) из легкого вещества на тыльной стороне тонкой фольги из тяжелых элементов, когда электроны, покидающие фольгу под действием облучающего ее лазера, создают сильное, но слабоспадающее на толщине покрытия, электрическое поле разделения зарядов, ускоряющее ионы покрытия практически до одинаковой энергии [4, 5]. Именно с таким механизмом формирования пучков легких ионов связывались результаты экспериментов по облучению лазером двуслойных фольг [1, 2]. Отметим, что двуслойная мишень реализуется естественно и без всякого дополнительного покрытия фольги в силу адсорбции воды на поверхности мишени, что, по-видимому, являлось причиной немонотонности спектра протонов, обнаруженной в [6]. Вместе с тем, одновременно со схемой получения моноэнергетических ионов из гетерогенных мишеней
[4, 5], в [7] обращалось внимание на формирование максимума в спектре легких ионов (т.е. квази-моноэнергетических ионов), ускоряемых из гомогенной мишени с тяжелыми и легкими ионами. Формирование квазимоноэнергетических легких ионов есть результат их ускорения на фронте тяжелых ионов, что было продемонстрировано с использованием полуаналитической БВП модели [8] и впоследствии детально изучалось в теории [9, 10] и численном моделировании [11, 12]. Такой механизм образования сгустков квазимоноэнергетических ионов использовался для интерпретации эксперимента [3]. Эффект ускорения легких ионов на фронте разлетающихся тяжелых ионов был также обнаружен в аналитической теории адиабатического разлета квазинейтральной плазмы [6, 13].
Как отмечалось выше, причина формирования квазимоноэнергетического сгустка легких ионов связана с пространственным разделением легких и тяжелых ионов. Вначале на тыльной стороне фольги возникает поле разделения заряда, обусловленное покидающими фольгу быстрыми электронами, генерируемыми лазерным импульсом в направлении вперед на фронте мишени. Под действием этого поля быстрее всего ускоряются именно легкие ионы, за которыми сзади движутся тяжелые ионы. С течением времени самые быстрые из тяжелых ионов начинают догонять медленные легкие ионы. Кулонов-ское расталкивание между двумя группами ионов формирует усиленное электростатическое поле на фронте тяжелых частиц, которое "подускоря-ет" легкие ионы и действует как "кулоновский поршень", формируя сгусток квазимоноэнергетических легких ионов. Ясно, что такой же сценарий ускорения возможен и для ионов одного сорта, если предварительно разделить их на передние, более медленные, и задние, более быстрые,
Рис. 1. Сверху (а, б) - спектр ускоренных ионов для лазерного импульса (а = 50) с импульсом затравки (а = 5). Снизу (в, г) - спектр ускоренных ионов для лазерного импульса с а = 50. Цифры, маркирующие кривые, отвечают соответствующим безразмерным моментам времени (с X). Здесь и далее М - масса иона.
ионы. Тогда более быстрые ионы, догоняя более медленные, могли бы сформировать из последних квазимоноэнергетический сгусток. Разделение ионов одного сорта на медленные и быстрые возможно при использовании двух разделенных во времени лазерных импульсов - первого более слабого (импульс затравки) и второго более сильного (основной импульс). Целью настоящего сообщения является доказательство реализации предложенного режима ускорения ионов одного сорта из гомогенной мишени, облучаемой двумя лазерными импульсами.
Мы провели численное моделирование методом частиц, используя последнюю версию численного кода ИМКАЖЗУ [14]. Геометрия задачи и параметры моделирования были следующие. В расчетной области, (х, у), прямоугольной формы (0 < х < 70Х, 0 < у < 50Х, X - длина волны лазера) расположен слой водородной плазмы, состоящей из плотной фольги и предплазмы, моделирующей неидеальность лазерного излучения (конечный контраст). Плотность в предплазме нарастает от нулевого значения (х = 10 X) до пе = 1.3 пс на поверхности фольги (х = 20Х) по закону, близкому к экспоненциальному. Толщина и плотность фольги, соответственно, составляют 10Х и пе = 25пс, где пс -критическая плотность плазмы. Через левую гра-
ницу расчетной области нормально к поверхности фольги последовательно входят два лазерных импульса, имеющие гауссовские распределения в продольном и поперечном направлениях. Входящие лазерные импульсы имеют задержку по времени, равную 30Х/с, где с - скорость света. Продольные и поперечные размеры импульсов одинаковые и равны 10Х и 8Х, соответственно. Интенсивности импульса затравки и основного импульса отвечают значениям стандартного безразмерного вектор-потенциала равным а = 5 и а = 50, что для длины волны X = 1 мкм соответствует плотностям потока энергии в импульсах 3.4 х 1019 Вт/см2 и 3.4 х 1021 Вт/см2. Характеристики ионов изучались за фольгой, х > 30Х. Здесь еЕ „
а =-, где Е и ш - амплитуда электрического
т ш с
поля и частота лазерного излучения, соответственно; т - масса электрона.
Полученные в результате моделирования функции распределения ионов по продольному импульсу, Рх, и полной кинетической энергии, е, в направлении вперед за тыльной стороной фольги представлены на рис. 1а,б). Для сравнения, соответствующее распределение для случая одного лазерного импульса с той же самой интенсивностью, что и интенсивность основного импульса в двойном ла-
722
БЫЧЕНКОВ, ДУДНИКОВА
35 40 45
х / X
Рис. 2. Ионная фазовая плоскость для момента времени г = 125Х/с.
зерном импульсе, 3.4 х 1021 Вт/см2, представлено на рис. 1в,г). К моменту времени г = 100Х/с в спектре ионов уже отчетливо сформирована его ква-зимоноэнергетическая часть, отвечающая сгустку ускоренных частиц. С течением времени их спектр уширяется и при г > 125Х/с становится квазистационарным. Для случая одного лазерного импульса (рис. 1в,г) квазимоноэнергетических ионов не наблюдается, что подтверждает их генерацию благодаря двустадийному ускорению частиц, сначала под действием импульса затравки, а потом - основного импульса.
На рис. 2 изображено распределение ионов на фазовой плоскости (х, рх) для частиц, расположенных вблизи оси распространения лазерного импульса. Виден сгусток распространяющихся от мишени ионов большой энергии с отчетливым фронтом, вблизи которого наблюдается опрокидывание.
Высокоэнергичный ионный сгусток хорошо виден и на рис. 3, показывающем пространственное распределение ионов за мишенью в последовательные моменты времени. Сначала сгусток быстрых ионов достаточно плотен и в отсутствие полной нейтрализации испытывает кулоновское расталкивание, что приводит к уширению спектра. В дальнейшем он становился менее плотным
у / Х
х / Х
Рис. 3. Пространственное распределение ионов позади мишени в последовательные моменты времени гс/ Х = 100, 125, 150, 175.
и лучше нейтрализованным, чему способствует адиабатическое охлаждение электронов.
Таким образом, выше продемонстрирован механизм генерации квазимоноэнергетического сгустка ионов из гомогенной мишени с одним сортом ионов благодаря их двухстадийному ускорению двойным лазерным импульсом. Здесь мы не ставили своей целью проведение детального исследования, позволяющего выявить наиболее оптимальные условия для получения ионных сгустков наилучшего качества, ограничившись лишь доказательством принципиальной возможности предложенного механизма ускорения ионов. Соответствующее исследование может быть проведено с помощью вариации таких управляющих параметров, как длительность и амплитуда основного импульса и импульса затравки, время задержки основного импульса, толщина фольги и ее плотность. Вариацией этих параметров можно добиться и селекции желаемой энергии ионов. Дальнейшее детальное исследование рассмотренного механизма генерации квазимоноэнергетического сгустка ионов важно для совершенствования лазерных методов ускорения частиц.
Работа выполнена при финансовой поддержке грантов МНТЦ № 2289 и РФФИ (№№ 04-0100850, 06-02-16103).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Hegelich B.M., Albright B.J., Cobble J. et al. // Nature. 2006. V. 439. P. 441.
2. Schwoerer H, Pfotenhauer S, Jackel O. et al. // Ibid 2006. V. 439. P. 445.
3. Ter-Avetisyan S, Schnurer M, Nickles P.V. et al. // Phys. Rev. Lett. 2006. V. 96. P. 145006.
4. Буланов СВ., Есиркепов ТЖ., Каменец Ф.Ф. и др. // Физика плазмы. 2002. Т. 28. С. 1059.
5. Esirkepov T.Zh, Bulanov S.V., Nishihara K. et al. // Phys. Rev. Lett. 2002. V. 89. P. 175003.
6. Максимчук А., Флиппо К, Краузе Г. и др. // Физика плазмы. 2004. Т. 30. С. 514.
7. Sentoku Y, Bychenkov V.Yu, Flippo K. et al. // Appl. Phys. B. 2002. V. 74. P.
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.