научная статья по теме МОНОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ПУЧКИ ПРОТОНОВ ИЗ ПРОСТРАНСТВЕННО-ОГРАНИЧЕННЫХ МИШЕНЕЙ, ОБЛУЧАЕМЫХ УЛЬТРАКОРОТКИМИ ЛАЗЕРНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ Физика

Текст научной статьи на тему «МОНОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ПУЧКИ ПРОТОНОВ ИЗ ПРОСТРАНСТВЕННО-ОГРАНИЧЕННЫХ МИШЕНЕЙ, ОБЛУЧАЕМЫХ УЛЬТРАКОРОТКИМИ ЛАЗЕРНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ»

ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2010, том 36, № 3, с. 279-286

^ ЛАЗЕРНАЯ ^^^^^^^^^^^^^^^^

ПЛАЗМА

УДК 533.9

МОНОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ПУЧКИ ПРОТОНОВ ИЗ ПРОСТРАНСТВЕННО-ОГРАНИЧЕННЫХ МИШЕНЕЙ, ОБЛУЧАЕМЫХ УЛЬТРАКОРОТКИМИ ЛАЗЕРНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ

© 2010 г. А. В. Брантов, В. Ю. Быченков

Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, Москва, Россия Поступила в редакцию 16.06.2009 г.

С использованием трехмерного численного моделирования, исследованы разные режимы ускорения протонов из плоских мишеней (двухслойные и однородные фольги, гомогенные фольги из легких и тяжелых ионов, пространственно-ограниченные мишени), облучаемых лазером умеренной энергии. Показано, что взаимодействие лазерного импульса с энергией порядка 20 Дж с пространственно-ограниченными мишенями, состоящими из тяжелых ионов и протонов, позволяет получить моноэнергетический пучок протонов с энергией порядка 150 МэВ.

1. ВВЕДЕНИЕ

Получение лазерного источника пучков высо-коэнергетичных ионов привлекает повышенный интерес благодаря возможности их применения в управляемом термоядерном синтезе, в ядерной физике, в радиографии, а также в медицине для получения короткоживущих изотопов и для ад-ронной терапии [1, 2]. В последнем случае одним из наиболее важных требований, предъявляемых к пучку ускоренных протонов, является его высокая моноэнергетичность (ширина энергетического спектра должна быть порядка одного-двух процентов) при высокой (~200 МэВ) энергии. К тому же желательно добиться этого при минимально возможной энергии лазера, чтобы, с одной стороны, иметь возможность для работы лазерной установки в частотном режиме, а с другой — уменьшить ее стоимость.

Один из основных подходов к получению мо-ноэнергетичных пучков ионов основан на использовании двухслойной мишени, состоящей из тонкой фольги тяжелых ионов и сверхтонкого и узкого в поперечном направлении слоя легких ионов на ее тыльной стороне, который сначала был предложен в работе [1], подтвержден в результате численного моделирования [2, 3], а затем экспериментально реализован в [4, 5]. Подобный подход для эффективного ускорения требует малой плотности ускоряемого слоя легких ионов, много меньшей, чем твердотельная плотность [6]. Последнее требование связано с тем, что первоначально плотный слой легких ионов подвергается кулоновскому расталкиванию, что приводит к потере его моноэнергетичности. Однако тонкое малоплотное покрытие фольги затруднительно реализовать на практике. К тому же микрострук-

турирование тонких фольг само по себе представляет нетривиальную технологическую задачу.

В то же время моноэнергетические пучки ионов можно получать с использованием однородной мишени, состоящей из тяжелых ионов и легких [6—9], что в ряде случаев позволяет избежать описанных выше трудностей. Формирование пика в энергетическом спектре легких ионов может быть связано с возникновением ударной волны при квазинейтральном разлете плазмы [6, 8, 10, 11], что является основным механизмом в случае малой концентрации легких ионов при облучении мишени лазерным импульсом умеренной интенсивности. В то же время эффект куло-новского поршня при релятивистских лазерных интенсивностях также приводит к возникновению моноэнергетичного пучка легких ионов за счет разлета тяжелого остова как из однородных сложных многокомпонентного ионного состава [9], так и из двухслойных мишеней [12]. Моноэнергетические спектры легких ионов из однородных мишеней (микрокапель тяжелой воды) были получены в эксперименте [13]. Отметим, что для высоких интенсивностей лазерного излучения, способных практически полностью удалить электроны из фокального пятна, последующий разлет ионов приводит к формированию моноэнергетического пучка легких ионов в режиме кулонов-ского взрыва [14]. Таким образом, моноэнергетические пучки протонов могут быть получены как с использованием двухслойных мишеней, так и из однородных мишеней сложного ионного состава.

В проведенных к настоящему времени исследованиях предлагались различные способы достижения максимальной энергии протонов для

заданной энергии лазерного импульса. Прежде всего, эффективность ускорения ионов зависит от толщины мишени и существует оптимальная толщина, приводящая к максимальной энергии частиц [15, 16, 17, 18, 19]. Было показано [17, 18], что оптимальная толщина примерно пропорциональна лазерному полю и обратнопропорцио-нальна плотности мишени. При взаимодействии лазерного импульса с тонкими мишенями (с толщиной I < Хапс/пе , где а — безразмерная амплитуда элекромагнитного поля падающего излучения с длиной волны X, пе — плотность электронов мишени и пс — критическая плотность), оказывающимися прозрачными для лазерного излучения, электроны эффективно вырываются из пятна фокусировки, приводя к ускорению ионов в режиме кулоновского взрыва. В противоположном пределе, более толстых фольг, I > Хапс/пе, ионы ускоряются электростатическим полем разделения заряда, создающимся за счет нагрева электронов [20, 21] и/или непосредственным давлением света в режиме лазерного поршня [22]. Для мишени с оптимальной толщиной, I ~ Хапс/пе, все эти механизмы работают совместно, приводя к максимальной энергии ускоренных ионов. Дальнейшего увеличения энергии ускоренных частиц можно достичь, например, за счет использования пространственно--ограниченных мишеней [23, 24] или радиально сглаженного распределения интенсивности в лазерном пучке [25]. При облучении мишеней с поперечными размерами меньше или порядка размеров фокального пятна практически все электроны ускоряются в направлении распространения лазерного импульса, что приводит к увеличению электростатического поля разделения заряда по сравнению со случаем неограниченной в поперечном направлении мишени, в которой некоторая часть первоначально вырванных лазерным полем электронов может возвращаться обратно к мишени. Кроме того, в случае неограниченной в поперечном направлении фольги происходит экранировка поля разделения заряда в фокальной области вследствие обратного радиального тока "холодных" электронов, чего можно избежать с помощью пространственно-ограниченных мишеней. Подобный эффект достигается также с использованием лазерного импульса с радиально сглаженной интенсивностью (подобно супергауссовым лазерным пучкам) [25]. Такие пучки вырывают электроны с большей площади по сравнению с гауссовым лазерным пучком и более эффективно препятствуют радиальному втеканию электронов с периферии мишени, благодаря большей величине пондеромоторной силы. Таким образом, существует несколько возможностей повышения энергии протонов при заданной величине энергии лазерного излучения.

В данной работе на основе трехмерного численного моделирования методом "частица-в-ячейке" мы ставим своей целью выявить условия наиболее эффективного ускорения протонов из различных плоских мишеней: двухслойные и однородные фольги, гомогенные фольги из легких (протонов) и тяжелых ионов, пространственно-ограниченные мишени при воздействии на них коротких ультра-релятивистских лазерных импульсов. Для корректности сравнения характерных энергий ускоренных легких ионов все используемые мишени содержат одинаковое полное число протонов в фокальном пятне. Особое внимание уделено изучению пространственно-ограниченных в поперечном направлении фольг, расположенных в фокусе лазерного излучения и из которых следует ожидать эффективного удаления электронов, в результате чего они начинают взрываться вследствие избыточного положительного заряда. Работа нацелена на получение количественных пространственно-временных и энергетических характеристик ускоряемых протонов для лазеров, не превосходящих по энергии нескольких десятков Дж, а также на обоснование возможности их использования в целях протонной терапии рака.

2. ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ УСКОРЕНИЯ ПРОТОНОВ

Моделирование взаимодействия лазерного излучения с веществом выполнено с помощью трехмерного полностью релятивистского кода "ча-стица-в-ячейке" Мандор [26]. В проведенных трехмерных расчетах линейно поляризованный лазерный импульс длительностью 20 фс (с продольным гауссовым распределением интенсивности), с длиной волны 1 мкм и с максимальным

значением интенсивности в 5 х 1021 Вт/см2 (что соответствует безразмерной амплитуде лазерного поля а = 60) нормально падает на плоскую мишень вдоль оси х. Лазерный импульс фокусируется на переднюю поверхность мишени в фокальное пятно с размером 4 мкм с гауссовым или супергауссовым распределением интенсивности по радиусу. В случае гауссового лазерного пучка максимальное значение интенсивности было снижено до 4.3 х 1021 Вт/см2, чтобы поддерживать примерно то же значение мощности лазерного излучения, что и для лазерного импульса с супергауссовым распределением интенсивности. При этом энергия лазерного импульса примерно равна 20 Дж. В качестве мишени использовался слой плазмы с оптимальной толщиной [18] в 0.1 мкм, состоящий из электронов, тяжелых ионов (2ше/Ш = 1/(2 х 1836)) и протонов (1те/Ы = = 1/1836). Плотность тяжелых ионов щ = 2 х

Е, МэВ

Рис. 1. Спектры протонов при облучении однородных (а, б) и двухслойных мишеней (в, г). Слева показаны спектры протонов для фольги (а) и фольги с ограниченным вторым слоем (в), а справа — для пространственно-ограниченных мишеней (б, г). Сплошные кривые отвечают супергауссовому радиальному распределению интенсивности в фокальном пятне, а пунктирные кривые — гауссовому.

х 1022 см-3, например для Z = 10, соответствует плотности электронов, равной 200 критических плотностей. Плотность протонов в однородной мишени соответствовала двум критическим плотностям (пр = 2 х 1021 см-3). При этом рассматривались как однородные мишени, с распределенными в ней по всему объему протонами, так и двухслойные мишени, в которых то же самое количество протонов было сосредоточено на тыльной стороне мишени в тонком слое покрытия толщиной 0.02 мкм с плотностью в 10 критических плотностей (пр = 1022 см-3). Слой протонов в двухслойной мишени имел ограниченный в поперечном направлении размер, т.е. моделировался диском с радиусом в 1.5 мкм. Это стандартный прием [25], позволяющий отсечь низ-коэнергетичные частицы с периферии мишени. В качестве

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.

Показать целиком