ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2004, том 30, № 1, с. 21-32
ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ
УДК 533.951
К ВОПРОСУ О ВЕРХНЕМ ПРЕДЕЛЕ ЭНЕРГИИ БЫСТРЫХ ИОНОВ, УСКОРЕННЫХ НА ФРОНТЕ РАСШИРЯЮЩЕГОСЯ В ВАКУУМ ОБЛАКА РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЭЛЕКТРОНОВ
© 2004 г. С. В. Буланов, Т. Ж. Есиркепов***, Дж. Кога*, Т. Таджима*, Д. Фарина***
Институт общей физики им. А. М. Прохорова, РАН *Центр передовых оптических исследований ЯИАЭ, Кизу, Киото, Япония **Московский физико-технический институт ***Институт физики плазмы, Милан, Италия Поступила в редакцию 22.05.2003 г.
Результаты компьютерного моделирования методом частиц в ячейке демонстрируют режимы взаимодействия мощного лазерного излучения с плазмой, в которых энергия быстрых ионов заметно превышает энергию электронов. Представлена теоретическая модель ускорения ионов на фронте облака релятивистских электронов, расширяющегося в вакуум в режиме сильного разделения зарядов, объясняющая этот режим. Полученные в рамках этой модели результаты описывают структуру электрического поля и динамику быстрых ионов внутри электронного облака. Найден верхний предел на энергию, которую ионы могут приобрести на фронте расширяющегося электронного облака.
1. ВВЕДЕНИЕ
В течение последних десятилетий не ослабевает внимание к процессам генерации пучков заряженных частиц при взаимодействии мощного электромагнитного излучения с плазмой [1]. Такое повышенное внимание обусловлено тем, что в результате взаимодействия лазерных импульсов большой мощности с бесстолкновительной плазмой оказывается возможным формирование крупномасштабных коллективных электрических полей, в которых происходит ускорение электронов и ионов до высоких энергий. Высокая эффективность ускорения ионов, наблюдаемая в экспериментах [2-10], вызывает активные дискуссии возможности применения лазерных ионов для различных приложений. Среди них отметим применение в управляемом термоядерном синтезе в рамках концепции быстрого зажигания предварительно сжатых до большой плотности мишеней [11, 12], использование таких ионов в адрон-ной терапии онкологических заболеваний [13-16] и в диагностике быстропеременных процессов в плазме [17, 18].
Исследованию различных режимов генерации ионов при взаимодействии лазерного излучения мультитераваттного и петаваттного диапазона мощности с тонкими твердотельными мишенями (фольгами) посвящены многочисленные экспериментальные работы (см. [2-10]). При этом в ряде работ утверждается, что в режим ускорения попадают, как ионы находящиеся вначале на ближней стороне мишени, так и ионы с дальней
стороны мишени по отношению к направлению распространения лазерного пучка. Отметим, что такие особенности были обнаружены ранее в численном моделировании [19, 20]. Компьютерное моделирование также демонстрирует высокую эффективность ускорения ионов при взаимодействии мощного электромагнитного излучения с плазмой [21-27]. Кроме этого с помощью трехмерного компьютерного моделирования было продемонстрировано, что, изменяя параметры мишени, можно контролировать поперечный и продольный эмитанс ионного пучка [28-33].
Упомянутые выше результаты экспериментальных работ и численного моделирования предъявляют к теории ускорения ряд требований. В частности, теоретические модели должны предсказывать значение максимальной энергии и вид энергетического спектра быстрых ионов в зависимости от параметров лазерного импульса и мишени. Хотя в литературе обсуждаются различные механизмы ускорения (см. [1, 19-36]), наибольший интерес традиционно привлекают две схемы. Первая из них рассматривает ускорение ионов в приповерхностном слое мишени, в котором локализовано сильное электрическое поле. Амплитуда поля и толщина приповерхностного слоя таковы, что падение электростатического потенциала, и соответственно - энергия ионов, оказываются порядка тепловой энергии электронов и пропорциональна заряду иона. Вторая схема основана на предположении об ускорении ионов на фронте расширяющейся в вакуум плазмы [37-45]. В рамках этой модели ускоряющее элек-
трическое поле возникает из-за разделения зарядов в относительно узком слое на фронте в среднем электро-нейтрального облака плазмы. Энергия быстрых ионов в этом случае не зависит от их заряда и может существенно превышать электронную энергию, что наблюдалось в экспериментах [46].
Переход к значениям мощности электромагнитного излучения, соответствующим релятивистски-сильным полям, приводит к изменению режимов ускорения. В частности, как это хорошо видно в компьютерном моделировании [21, 25, 28, 29], при взаимодействии лазерного излучения пе-таваттной мощности с тонкими мишенями, формируются обширные области с сильным электростатическим полем. Ясно, что в этих областях условие квазинейтральности плазмы не выполняется, и теоретические модели ускорения ионов должны учитывать это обстоятельство.
Одним из хорошо известных примеров эффективного ускорения ионов в условиях сильного разделения электрического заряда служит режим кулоновского взрыва кластера [34, 47-49]. В этом случае электроны под действием сильной электромагнитной волны покидают кластер, и коллективное электрическое расширяющейся ионной компоненты играет основную роль в процессе ускорения. В других ситуациях, как, например, в рассмотренном в [31-33] режиме, небольшое количество легких ионов набирает энергию в независящем от времени электрическом поле вблизи поверхности мишени, и их динамику можно описывать в приближении пробных частиц.
В следующем разделе данной статьи представлены результаты компьютерного моделирования методом частиц в ячейке, демонстрирующие режимы взаимодействия мощного лазерного излучения с плазмой, в которых энергия быстрых ионов заметно превышает энергию электронов. Затем приводится теоретическая модель ускорения ионов на фронте облака релятивистских электронов, расширяющегося в вакуум в режиме сильного разделения зарядов. Данная теоретическая схема рассматривает ускорение относительно небольшой группы ионов на фронте облака релятивистских электронов, расширяющегося в вакуум, в условиях сильного разделения электрического заряда. С ее помощью объясняется механизм ускорения быстрых ионов до энергий, больших энергии электронов. Полученные в рамках этой модели результаты описывают структуру электрического поля и динамику быстрых ионов внутри электронного облака. Найден верхний предел для энергии, которую ионы могут приоб-
рести на фронте расширяющегося электронного облака.
2. РЕЗУЛЬТАТЫ КОМПЬЮТЕРНОГО МОДЕЛИРОВАНИЯ УСКОРЕНИЯ ИОНОВ ДО ЭНЕРГИИ ЗАМЕТНО ПРЕВЫШАЮЩЕЙ ЭНЕРГИЮ ЭЛЕКТРОНОВ
Для численного моделирования ускорения частиц при облучении тонких мишеней сверхкороткими лазерными импульсами использовался двумерный вариант компьютерного кода REMP (Rel-ativistic Electro-Magnetic Particle-mesh code) [50]. Это релятивистский электромагнитный код, основанный на методе частиц в ячейке [51-53]. Как хорошо известно, численное моделирование методом частиц в ячейке позволяет принять во внимание влияние многочисленных нелинейных и кинетических процессов, развивающихся во время взаимодействия мощного лазерного излучения с мишенью, кроме того, оно позволяет проследить различия между одно- и многомерными моделями. Мы рассматриваем два случая взаимодействия лазерного излучения с двухслойными мишенями, в одном моделируется ускорение протонов, в другом - пионов (п+). Предполагается, что на дальней стороне тонкой алюминиевой фольги нанесен тонкий водородный слой в первом случае, или тонкий слой, содержащий пионы - во втором случае. Отметим, что эффективность генерации пионов в лазерной плазме рассчитывалась в [54]. С другой стороны, в статье [1] подчеркивалось, что привлечение лазерных методов ускорения короткоживущих частиц является очень перспективным, поскольку характерное время ускорения частиц до релятивистских энергий в лазерных ускорителях может быть малым по сравнению со временем распада нестабильных частиц. Например, время распада пиона равно 2.6 х 10-8 с, а характерное время ускорения не превышает нескольких сотен фемтосекунд.
В первом случае расчетная область имеет размеры 120X х 60X с размером ячейки 0.1X х 0.1X. Здесь длина волны лазерного излучения равна X = 2пс/ю и частота - ю. Полное число частиц в расчетах приблизительно равно 107. Границы расчетной области поглощают поля и частицы, но влияние граничных условий сведено к минимуму заданием достаточно больших размеров области. Мишень представляет собой алюминиевую фольгу толщиной 3X, на дальней поверхности которой нанесен водородный слой толщиной 0.25X. Алюминий предполагается трехкратно ионизованным. Электронная концентрация внутри алюминиевой фольги равна n0 = 4ncr. Здесь критическая концентрация определена следующим образом: ncr = шею2/4жв2. Концентрация протонов в водородном слое равна n0 = 1.33ncr. Отношение массы
протона к массе электрона равно тр /те = 1836, а для отношения массы ядра алюминия к массе протона имеем тА1/тр = 26/98. В численной модели мишень расположена вблизи плоскости х = 40Х. Лазерный импульс инициируется на левой границе расчетной области, при х = 0. Он имеет линейную р-поляризацию с электрическим полем в волне направленным вдоль оси у. Безразмерное значение его амплитуды равно а0 = е£0/тешс = 3, что отвечает интенсивности I - 1.2 х 1019 Вт/см2, для лазерного излучения с длиной волны X = 2пс/ш в один микрон. Здесь а0 = е£0/тесш. Лазерный импульс имеет ширину 30Х и длину 90Х, что соответствует приблизительно 350 тераваттам мощности лазера.
Результаты численного моделирования показаны на рис. 1-3. На рис. единицами измерения пространства и времени служат длина волны и период лазерного излучения. На рис. 1 показан энергетический спектр электронов (рис. 1а), протонов (рис. 16) и ионов алюминия (рис. 1в) при г = 650, после того, как максимальная энергия протонов и электронов перестала изменяться. Видно, что максимальное значение энергии быстрых протонов (15 МэВ) приблизительно в три раза превышает энергию электронов (5 МэВ), и приблизительно в тридцать раз превышает энергию, приходящуюся на нуклон у ионов алюминия. Ускорение протонов осуществляется в электрическом поле, создаваемом быс
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.