Содержание к диссертации
Введение 5
1 Анализ методов регистрации гамма- нейтронного излучения
и заряженных частиц ..24
Задачи, решаемые системой диагностики, и условия проведения экспериментов на высокоинтенсивных лазерных установках 24
Методы регистрации нейтронного излучения 25
Методы регистрации гамма-излучения 36
Методы регистрации заряженных частиц 39
Выводы 53
2 Активационный детектор нейтронов , 55
2.1 Исследование и выбор материала индикатора 55
Выбор и оптимизация параметров замедлителя 58
Детектор нейтронов с регистрацией гамма-активности 72
Выводы 75
3 Система диагностики ионизирующего излучения лазерной плазмы 76
Классификация измерительных систем ........76
Подсистема регистрации излучений 80
Канал регистрации выхода гамма-излучения 80
Канал регистрации энергетического спектра гамма-излучения 93
Детектор нейтронного излучения на гелиевых счетчиках 100
Канал регистрации заряженных частиц.. 102
Подсистема сбора и обработки информации 105
Структурная схема системы диагностики 109
Выводы 113
4 Экспериментальные исследования атомных и ядерных процессов в
пикосекундной плазме 115
4.1 Экспериментальные исследования на лазерной
установке" Прогресс" 115
4.2 Экспериментальные исследования на лазерной
установке " Неодим" 127
4.3 Выводы 138
Заключение 140
Список использованных источников 144
Обозначения и сокращения
АДН- активационный детектор нейтронов
АДП- активационный детектор протонов
АЦП- аналого- цифровой преобразователь
ВК- вакуумная камера
ДНИ- детектор нейтронного излучения
ЗГ- задающий генератор
ИИИ- импульсное ионизирующее излучение
ИС- измерительная система
ЛЗ- линия задержки
МВП- метод времени пролёта
НИИ- научно- исследовательский институт
ОС- операционная система
ОСГИ- образцовые средства гамма- излучения
ПЗС- прибор с зарядовой связью
ПМО -программно-математическое обеспечение
ПСОИ -подсистема сбора и обработки информации
ППД- полупроводниковый детектор
ТД- трековый детектор
ТЗ-техническое задание
ФЭ- фотоэлемент
ФЭУ- фотоэлектронный умножитель
ЧЭ- чувствительный элемент
ЭВМ- электронно-вычислительная машина
Tj/2- временное разрешение детектора
Тф,- длительность фронта сигнала
Введение к работе
Исследования мощных пучковых плазменных разрядов лежат в русле современного научно - технического прогресса, имеющего целью обеспечение высоких темпов роста народного хозяйства. Известно, что при фокусировке мощного лазерного излучения на поверхность мишени удаётся получить плазму с температурой, достаточной для протекания термоядерных реакций [1]. О получении нейтронов в лазерной плазме с наносекундной длительностью импульса сообщалось ещё в семидесятых годах [2]. Позднее появились сообщения о получении значительных выходов термоядерных нейтронов на больших (с энергией около 10 кДж) лазерных установках.
Качественно новое положение сложилось с развитием технологии получения ультракоротких лазерных импульсов. В работе [3] показано, что для получения термоядерных нейтронов при использовании лазерных импульсов пикосекундной длительности требуются лазерные установки с энергией на несколько порядков меньшей. В настоящее время созданы лазерные системы небольших размеров (в том числе «настольные» варианты), обеспечивающие пикосекундные импульсы излучения с энергией около Ї00 мДж. Появление таких лазерных систем способствовало развитию лабораторной базы и прогрессу в исследовательских работах. Проведение таких исследований дает возможность получения новых знаний как в области фундаментальных физических исследований, так и в области разработки новых технологий. В том числе для получения энергии на принципиально новых основах, для создания генераторов электромагнитной энергии широкого частотного диапазона, ускорителей частиц и т.д. Плазма, образованная воздействием на мишень короткого (г <Ю*12с) интенсивного (101б4-1021 Вт/см2) лазерного импульса, создает новые возможности исследования физических явлений в веществе, находящемся в уникальном состоянии [4-7]. Такая плазма является источником мощных потоков электронов с энергиями до 30 МэВ [8-14], потоков заряженных
частиц [14], возникает электромагнитное излучение от гамма до СВЧ-диапазона [8,14,15], появляется нейтронное излучение как следствие ядерных процессов [13,16,17], рождаются электрон-позитропные пары [17], возникают мощные магнитные поля [18-20] и давления до 1010 атмосфер [21].
При облучении мишени мощным коротким лазерным импульсом поток излучения достаточно эффективно трансформируется в поток быстрых электронов. В настоящее время обсуждаются четыре механизма генерации быстрых электронов при воздействии лазерного импульса на плазму с плотностью выше критической. Если импульс не имеет предымпульса, то лазерное излучение взаимодействует с плазмой твердотельной плотности, имеющей резкую границу. В этом случае возникает механизм "вакуумного нагрева" [22], а также vxB-механизм [23], обусловленный пондеромоторной силой. Пондеромоторный механизм становится существенным при релятивистских интенсивностях (когда энергия осцилляции электрона сравнима или выше тес=511 кэВ), Существует также механизм генерации быстрых электронов в плазменном резонансе на критической поверхности [24-26], когда лазерное излучение имеет проекцию вектора электрического поля на градиент плотности. В отличие от пондеромоторного vxB-мехаиизма, "вакуумный нагрев" и резонансный механизм возникают и при нерелятивистских (существенно более низких) интенсивностях. Во всех рассмотренных выше трех механизмах средняя энергия быстрых электронов может быть оценена как энергия осцилляции электрона в электромагнитном поле. Для построения скэйлинга обычно используют падающую интенсивность / при оценке энергии осцилляции:
с = тес
Q=IX2, 20=2.8х1018-^.мкм2 (1.1)
В случае резонансного механизма действующее в резонансе поле может существенно превосходить поле падающего излучения. В этом случае (1.1) даст заниженную оценку энергии электронов. Известен еще один механизм
генерации быстрых электронов в плазменном канале за счет бетатронного резонанса в магнитном поле, возникающем в канале [27]. В этом режиме электрон ускоряется поперечным полем волны в канале, а азимутальное магнитное поле, создаваемое током быстрых электронов, меняет траекторию электронов так, что они "отражаются" от стенок канала. В случае бетатронного резонанса отражение происходит в момент смены направления поперечного электрического поля, так что электроны все время находятся в режиме ускорения. Скэйлинг для этого механизма дает значения температуры быстрых электронов в несколько раз выше, чем (1.1):
МэВ, Q--ZL.MKM2 (1.2)
Г = 1,5
Ш"м,в, е. *
KQo) см'
Существуют также другие механизмы ускорения электронов, для которых необходимо создавать в эксперименте специальные условия, например, ускорение в кильватерной волне [28,29].
В последние годы генерация быстрых электронов исследовалась в ряде работ [30-33]. В работе [30] экспериментально исследовались зависимости температуры быстрых электронов и эффективности трансформации лазерной энергии в энергию быстрых электронов от интенсивности падающего излучения в диапазоне 10 -ЗхЮ Вт/см (длина волны лазера - 1.06 мкм). Лазерная энергия на мишени составляла 280-500 Дж. Мощность лазера менялась в диапазоне от 20 ТВт до 1 пВт, при этом длительность импульса уменьшалась от 20 пс до 0,5 пс. Мишень состояла из трех слоев. Толщина фронтального слоя из алюминия менялась в пределах от 200 до 1000 мкм для ослабления потока электронов. Далее следовал слой молибдена толщиной 50 мкм. Затем располагался защитный слой пластика толщиной 1 мм. Толщина молибденового слоя подбиралась равной длине пробега излучения для максимизации выхода этого излучения. Защитный слой пластика предотвращал возвращение быстрых электронов в молибден. Это снижало фоновый шум, а также ложный сигнал молибдена от отраженных электронов. В данной работе впервые сделана проверка скэйлинга (1.1) в диапазоне интенсивности до Зх10:о Вт/см2.
Температура быстрых электронов определялась по изменению интенсивности
излучения молибдена при изменении толщины фронтального слоя. Сравнивая
экспериментально полученное изменение свечения с расчетным, выполненным
* по методу Монте-Карло в предположении какого-либо распределения
электронов (в частности Максвелловского), можно описать электроны определенной температурой. Найден экспериментальный скэйлинг зависимости температуры быстрых электронов от интенсивности Tk~IO4i015 при
интенсивиостях вплоть до 3x10 Вт/см. Найдено, что средняя энергия
электронов в случае Максвелловского распределения ek=\.5Tk=930 кэВ при
/= 3x10 Вт/см . Хотя экспериментальный скэйлинг в пределах погрешности
совпадает со скэйлингом (1.1), однако рост температуры с интенсивностью
* оказывается несколько ниже, чем в (1.1). Необходимо отметить, что в этом
1 эксперименте интенсивность менялась вместе с изменением длительности
импульса. При /=1018 Вт/см2 длительность импульса составляла тр=20 пс, при
I =10 Вт/см тр=5 пс, при / = 3x10 Вт/см 1^=0.5 пс. Поэтому при большой
длительности импульса в эксперименте могло возникнуть вынужденное
рассеяние [26]. Вынужденное рассеяние подтверждает значительное
уменьшение эффективности конверсии т] лазерного излучения в быстрые
. электроны при удлинении импульса. Экспериментальные данные дают
следующие значения: ц =50% при ^,=0.5 пс, rj =18% при тр-5 пси ^ =12% при
^=20 пс [26].
Генерация высокоэнергетичных протонных и ионных пучков в лазерной
плазме при воздействии ультракоротких импульсов в настоящее время
является быстроразвивающейся областью исследований. Это обусловлено, в
частности, возможностью получить важные практические применения в таких
областях как протонные ускорители, исследование структуры материалов,
1* протонная радиография, производство короткоживущих радиоизотопов для
медицинских целей.
Ускорение ионов в пико- и фемтосекундной лазерной плазме связано с
появлением больших электрических полей, создаваемых быстрыми электронами. Если плазма имеет резкую границу, то поле, создаваемое на границе E*42Th/elD [34], где 7},- температура быстрых электронов,
lD-\rh/&ne2nh)2 - Дебаевская длина определяемая температурой и плотностью быстрых электронов. Если размер неоднородности плазмы lf=nf(dn,/dxyi превосходит Дебаевскую длину, то плотность быстрых
электронов будет следовать за плотностью ионов плазмы до тех пор, пока локальная Дебаевская длина не превзойдет размер неоднородности плазмы. При lD>lt в плазме произойдет разделение зарядов. Следовательно, для оценки
ускоряющего поля необходимо брать максимум из /л и /,:
Ex42Th/emax(lD.lt) (1.3)
В работе [34] исследовалось влияние размера неоднородности плазмы на генерацию мультимэвных протонов. Обнаружено, что энергия ускоренных ионов падает с ростом размера неоднородности плазмы L на задней стороне тонкой мишени. Эксперимент проводился на установке VULCAN (50 Дж, 1пс, размер фокального пятна 8-Ю мкм, 5х1019 Вт/см2, мишень: А1-фольга толщиной 25мкм). Основная диагностика протонов осуществлялась с помощью радиохромных пленок. Пленка состоит из органических красителей, расположенных в виде сэндвича между двумя или более слоями пластика с общей толщиной 250 мкм. В зависимости от энергии протонов появляется цвет того или иного красителя. В случае резкой границы на задней стороне мишени наблюдались протоны с энергией более 20 МэВ и температурой 2.5 ±0.3 МэВ. Затем на задней стороне мишени создавалась плазма с помощью отдельного лазерного импульса (длительность - 600 пс, длина волны - 0.527 мкм, интенсивность - 3x10 Вт/см, размер фокального пятна - 300 мкм). Этот импульс стартовал за 250 пс перед началом короткого импульса. С помощью интерферометрического метода исследовалось распределение плотности плазмы. Размер неоднородности плазмы составлял /, = 100 мкм. При образовании
преплазмы на задней стороне мишени максимум энергии протонов упал
до 5 МэВ.
В работе [35] показано, что с уменьшением толщины мишени энергия ускоренных протонов возрастает. Эксперимент выполнен в Ливерморской лаборатории (LLNL, США) на титан-сапфировом лазере (0.8 мкм, 100 фс, 10 Вт/см ). Лазер имел систему подавления усиленного спонтанного излучения, поэтому контраст по интенсивности составлял 1010. При толщине алюминиевой мишени 100 мкм энергетический спектр протонов имеет температуру 1.4 МэВ с отсечкой при 6.5 МэВ. При уменьшении толщины мишени до 3 мкм эти значения составили 3.2±0.3 МэВ и 24 МэВ соответственно. Экспериментальный результат объясняется с помощью численного моделирования PIC-кодом, С уменьшением толщины мишени быстрые электроны многократно проходят фольгу туда и обратно, что приводит к более эффективному ускорению протонов. Качественно результат можно объяснить с помощью С 1.3), так как в тонкой фольге плотность быстрых электронов выше, следовательно, дебаевская длина меньше.
В [36] наблюдались коллимированные пучки ионов углерода и фтора с энергиями до 5 МэВ/нуклон (~100 МэВ). Эксперимент выполнен на лазерной установке в лаборатории LULI (Франция). Параметры лазера: 30 Дж, 300 фс, 1.05 мкм, 5х1019 Вт/см2. Контраст по интенсивности сотавлял 107 в течение 1.5 не, В качестве мишеней использовались слои алюминия и вольфрама толщиной 50 мкм, покрытые на тыльной стороне слоем углерода толщиной I мкм или слоем Саїїг толщиной 0.3 мкм. Обычно в экспериментах по ускорению ионов наблюдаются высокоэнергетичные протоны, которые возникают из адсорбированных на поверхности мишени гидрокарбонатов или Н20. Для подавления этого эффекта авторы подвергали мишени резистивному нагреву. При этом удалось подавить на порядок число ускоренных протонов (их число было ~1010) и увеличить па два порядка (до 2* 10м) число ионов углерода. Для объяснения экспериментальных результатов авторы разработали одномерную численную модель динамики плазмы, в которой учитывался процесс надбарьерной ионизации полем. Поле на тыльной стороне мишени
создавалось быстрыми электронами, В модели оно находилось решением уравнения Пуассона. По мере роста поля происходит ионизация атомов, которая стремится уменьшить поле, так как возникают ион и электрон, движущиеся в противоположные стороны (ион - из мишени, электрон - в мишень). Таким образом, ускоряющее поле устанавливается на некотором уровне, который меняется по мере разлета тыльной стороны мишени.
В работе [37] исследовалась генерация быстрых протонов при умеренной интенсивности. Параметры лазера: 0.5 Дж, 1 пс, 1.05 мкм, I017 Вт/см2. Контраст по интенсивности составлял ~104 в течение 1 не. В качестве мишеней использовались фольги из полистирола (PS) и алюминия, а также двойные слои из золота с полистиролом (0.05 мкм - Аи, 2 мкм - PS) и меди с полистиролом (с такими же толщинами). Обнаружено, что энергия протонов возрастает в 2-3 раза при использовании двойной мишени (Au/PS) по сравнению с мишенью из полистирола. Для объяснения этого факта авторы предполагают, что в случае воздействия лазерного импульса на мишень с большим зарядом ядра Z увеличивается энергия быстрых электронов и их число. Это предположение подтверждается измерением выхода жесткого рентгеновского излучения быстрых электронов Хц (в диапазоне 4-30 кэВ), который с ростом Z увеличивается по закону Хц ~ Z ' . При неизменной энергии и числе электронов выход должен расти по закону Хц ~ Z. Общее число быстрых протонов с энергией более 100 кэВ составило свыше 109. Эти протоны летели по нормали к мишени в пределах конуса с углом не более 3.
В работе [38] исследовалась генерация ионных пучков и вызываемых ими ядерных реакций при воздействии короткого лазерного импульса на мишени из А1, Sn и Аи. Эксперименты выполнены на Nd-лазере "Прогресс " (Сосновый Бор, Россия) при длительности импульса 1.5 пс. Максимальная плотность потока составляла 5х1018 Вт/см2, Длительность предымпульса усиленной спонтанной эмиссии составляла 5 не, контраст по интенсивности -менее 5х10"9. Контраст предимпульса в диапазоне 10-100 пс составлял меньше 10" (предел метода измерения) по интенсивности. Измерения показали, что
быстрая ионная компонента состоит в основном из протонов (при облучении мишени из А!). Максимальная энергия ионов составляет 2.5-3 МэВ, и летят они в основном в направлении нормали к поверхности мишени. Доля энергии ионов со скоростями более Ю8 см/с составила 1-3% от энергии лазера. Общее число быстрых ионов составило 10-10 за выстрел, число ионов с энергией более 2 МэВ составило Ю9-1010. При воздействии этих ионов на другую мишень наблюдались различные ядерные реакции, в которых образовывались короткоживущие изотопы ПС (время полураспада 20.4 мин), 13N (10 мин), l8F (110 мин), "Zn (38.4 мин), распадающиеся с испусканием позитрона.
Быстрые электроны при распространении в плотной области мишени
излучают у-кванты за счет тормозного механизма при столкновениях с ионами.
« Энергия этих квантов является высокой, вплоть до максимальной энергии
1 электронов (десятки МэВ). Кванты с такой энергией способны вызывать
различные фотоядерные реакции, если энергия кванта превышает порог
реакции.
Работа [39] посвящена исследованию углового распределения и
энергетического спектра быстрых электронов и гамма-квантов при облучении
танталовой мишени импульсами длительностью 60 фс с частотой повторения
10 Гц. Эксперимент выполнен на титан-сапфировом лазере в Йене (Германия),
энергия импульса сотавляла 0.25 Дж. Максимальная плотность потока на
*\ мишени равнялась 5x10 Вт/см, угол падения - 45, использовалась
/7-поляризация. В процессе облучения мишень перемещалась, и доза излучения
накапливалась в течение 20000 выстрелов. Угловое и спектральное
распределения у-излучения измерялись с помощью 12 спектрометров,
основанных на термолюминесцентных детекторах. Наблюдались следующие
особенности в угловом распределении гамма-квантов. Излучение
9 слаборелятивистских электронов оказалось почти изотропным. Это могло быть
связано с множественным рассеянием быстрых электронов в мишени и
дипольным характером тормозного излучения. При энергии гамма-квантов
более »1^=511 кэВ тормозное излучение направлено преимущественно в
направлении движения электронов. Наблюдаемое угловое распределение гамма-квантов в этом диапазоне энергий повторяло распределение сильнорелятивистских электронов. В данном эксперименте наблюдалась фотоядерная реакция 9Ве(у,п), для которой нужны кванты с энергией более 1.67 МэВ. Для этого на расстоянии 4.5 см от мишени в направлении зеркального отражения лазерного излучения располагался бериллиевый диск (12 мм -толщина, 70 мм - диаметр). Этот диск был внедрен в поверхность полиэтиленовой сферы (сферы Боннера) диаметром 12.5 см. В центре сферы располагался золотой диск (197Аи, 16 г). Нейтроны от (у,п)-реакции тер мал изо вались в сфере Боннера, далее происходил захват тепловых нейтронов
10*7 10Й 1 Ой 1 ОЙ
Au + п -> Аи с сечением 99 барн. Изотоп Аи претерпевал р-распад в Hg с периодом полураспада 2.7 дня. При этом излучался у-квант с энергией 411.8 кэВ. После 20000 лазерных импульсов активность mAu вследствие термализации фотонейтроиов превосходила естественный фон в 2.5 раза. Это соответствует около 100 фотонейтронам (у,п)-реакции за один импульс. В данном эксперименте продемонстрированы возможности лазера с небольшой энергией отдельного импульса, но с большим числом повторяющихся импульсов. Авторы приводят сравнение с аналогичными экспериментами на петаваттном лазере Ливерморской лаборатории (США) и на 100 ТВт-лазере Резерфордовской лаборатории (Великобритания). Интенсивности лазерного излучения в этих экспериментах превосходят данный эксперимент в 100 и 10 раз, а энергии и размеры лазерных систем в 1000 и 100 раз, соответственно. Однако, частота повторения у них ниже в 104 раз.
Исследование реакций D(d,n)3He при воздействии на мишень мощных коротких лазерных импульсов имеет важное практическое значение в связи с возможностью создания очень короткоимпульсного источника нейтронов. К настоящему времени проведено порядка 10 экспериментов по наблюдению генерации нейтронов из лазерной плазмы. Использовались три типа дейтерированных мишеней - твердотельные плоские мишени из дейтерированиого полиэтилена, D2 - кластеры и газовая дейтерированная струя.
В работе [40] были обнаружены термоядерные нейтроны DD-реакций при облучении струи D2-ra3a. Эксперимент выполнен на лазере VULCAN (Резерфордовская лаборатория, Великобритания): энергия импульса — 62 Дж,
* длительность 0.8-1 пс, длина волны - 1.05 мкм, размер фокального пятна -
20 мкм, интенсивность - до 2хЮ19 Вт/см2. Идея эксперимента состояла в том,
что сравнивалось угловое распределение нейтронов в двух случаях: с
дополнительной твердой СОг-мишенью (толщиной 200 мкм и шириной 5 мм)
расположенной на расстоянии 2.5 мм от зоны взаимодействия, и без мишени,
когда нейтроны рождались лишь в газовой струе. В случае с твердой мишенью
выход нейтронов имел минимум в направлении распространения лазерного
импульса и был максимальным в перпендикулярном направлении. Такое
угловое распределение получалось из-за дейтонов, ускоренных в радиальном от
1 лазерной оси направлении вследствие кулоновского взрыва (выдавливания
электронов пондеромоторпои силой и ускорения ионов). Температура дейтонов в пучке составляла (216 ±36) кэВ, причем наблюдались дейтоны с энергией до 1.2 МэВ. Выход нейтронов в этом случае составил ~-106. В случае без твердой мишени угловое распределение нейтронов оказалось изотропным, что исключало пучковый характер реакций в окружающем D2-ra3e. Выход нейтронов в этом случае составил 104. Это распределение нейтронов получается,
*
* если предположить, что дейтоны в зоне взаимодействия имеют Максвелловское
., распределение с температурой 1 кэВ. В то же время выход 104 нейтронов можно
объяснить, если для температуры дейтонов взять значение 40 кэВ. Различие этих значений температуры авторы связывают с наличием в функции распределения дейтонов немаксвелловских высокоэнергетичных хвостов, а также возможностью нагрева плазмы ударной волной, что увеличивает объем реагирующей плазмы. Причиной изотропизации функции распределения дейтонов могут быть только флуктуирующие плазменные поля, создаваемые пондеромоторпои силой, так как характерное время кулоновских столкновений слишком велико (~1 не) из-за низкой плотности плазмы.
В [41] исследовалась генерация нейтронов в реакциях D(d,n)3He при
облучении конденсированного слоя (CD2) . Эксперимент выполнен на титан-сапфировом лазере в Германии. Параметры импульса: 0.3 Дж, 50 фс, 2x10' Вт/см4, частота повторения 2.5 Гц. Мишень состояла из слоя пластика (CD2) толщиной 200 мкм, нанесенного на алюминиевый диск толщиной 1,8 мм. В процессе облучения повторяющимися импульсами мишень перемещалась. Угол падения лазерного излучения равнялся 45. Максимальный нейтронный выход составил 104 нейтронов за импульс. Детально исследовался спектр нейтронов по двум направлениям: 5 относительно оси лазерного импульса (детектор со стороны задней поверхности мишени) и 112 относительно той же оси (детектор со стороны фронтальной поверхности мишени). Оба спектра имеют ширину около 700 кэВ, причем, максимум спектра в детекторе за мишенью сдвинут на 300 кэВ в сторону более высоких энергий. Для объяснения спектров нейтронов проводилось численное моделирование по методу Монте - Карло. Спектры удается объяснить в следующих предположениях. Функция распределения высокоэнергетичных деитонов является изотропной. Вероятность реакции снижена на 30% для деитонов движущихся от мишени в сторону лазера по сравнению с дейтонами движущимися в мишень. Это предположение можно интерпретировать либо как снижение плотности атомов дейтерия, с которыми сталкиваются быстрые дейтоны, либо как снижение вероятности ускорения деитонов в этом направлении. Из численного моделирования следует, что дейтоны ускоряются как в направлении от фронта мишени, так и в сторону мишени. Максимальная измеренная энергия нейтронов составляла около 4 МэВ. Из этого следует, что возникали дейтоны с энергией до 1 МэВ. Авторы отмечают, что от выстрела к выстрелу наблюдаются большие флуктуации энерговклада в плазму, выхода нейтронов, гамма-квантов и быстрых электронов. При этом наиболее сильной является корреляция между выходом жестких гамма-квантов, генерируемых электронами в алюминии, и выходом нейтронов. Это можно объяснить тем, что при увеличении числа электронов, ускоренных в направлении мишени, растет и число быстрых деитонов, ускоренных в том же направлении. В этом случае из-за
более высокой плотности плазмы число реакций возрастает.
В эксперименте [42] облучалась струя кластеров из дейтерированного метана (CD4). Параметры импульса: 0.8 Дж, 0.82 мкм, 50 фс, 1018 Вт/см2.
Максимальный нейтронный выход составил 2»102 нейтронов. Авторы делают
вывод, что подавляющая часть DD-реакций происходит в столкновениях ускоренных дейтонов с окружающей холодной струей, так как наблюдалась ионная эмиссия в наносекуидном масштабе времени. Во многих работах отмечается возможность создания яркого точечного источника нейтронов на основе облучения ультракоротким импульсом дейтёрированных мишеней. Расчеты и эксперимент показывают возможный выход DD-реакций -10 нейтронов/Джоуль (или ~1010 нейтронов/Джоуль для DT-реакций) при
Т Й 7
интенсивности не менее 1010 Вт/см".
> Сложность и многообразие характера атомных и ядерных процессов в
лазерной плазме требует для их экспериментального исследования использования уникальных методов и средств. В случае исследования плазмы, созданной воздействием на твердую мишень высокоинтенсивного лазерного излучения с интенсивностью больше 10 Вт/см и с длительностью излучения меньше 10"12 с к методам и средствам диагностики такой плазмы предъявляются особые требования. Направление подобных экспериментальных исследований в
* настоящее время особенно актуально и стремительно развивается в ведущих
физических лабораториях мира. Создание лазеров сверхвысокой интенсивности
и сверхкороткой длительности привело к принципиально новым и
экстремальным параметрам, в т.ч. плотности, температур, электромагнитных
полей в лазерной плазме. В настоящее время в России созданы ТВт-лазеры
«Прогресс-П» г. Сосновый Бор и « Неодим» г.Королев с длительностью
импульса ~ 10"12 с, обеспечивающие интенсивность излучения на мишени более
10,8Вт/см2,
Все перечисленные выше процессы, происходящие при
взаимодействии высокоинтенсивного лазерного излучения с веществом, характеризуются малой длительностью, лежащей в пикосекуидной области.
Регистрация, контроль, анализ этих процессов возможен лишь по регистрации, контролю и анализу различных видов излучений, сопровождающих эти процессы, о которых было сказано выше. Для проведения исследований процессов в лазерной плазме необходимо иметь диагностическую систему, позволяющую проводить регистрацию параметров излучений лазерной плазмы. Регистрация временных, спектральных и интегральных характеристик излучений на плазменных установках позволяют определять параметры плазмы и изучить кинетику протекающих в ней процессов. Это даёт возможность установить перспективность тех или иных принципов формирования и разогрева лазерной плазмы и определить пути дальнейших исследований. Важное значение имеет исследование излучения нейтронов и заряженных частиц, которое характеризует степень разогрева плазмы.
Основными особенностями регистрации излучений на лазерных установках являются:
малая длительность импульса, лежащая в пикосекундном диапазоне;
большое количество различных видов излучений электромагнитной и корпускулярной природы;
большая неопределённость по выходу нейтронов и гамма-квантов, от единиц до сотен тысяч за импульс;
широкий энергетический диапазон нейтронного и гамма излучений, от 100 кэВ до нескольких МэВ;
высокий уровень фона сопутствующих излучений и электромагнитных помех;
невозможность вывода заряженных частиц, протонов, альфа-частиц, мягкого рентгеновского излучения за пределы измерительной камеры;
7. необходимость регистрации в одном эксперименте выходов излучений в
различных направлениях.
Перечисленные особенности позволяют сформулировать ряд специфических требований к методам регистрации излучений пикосекундной лазерной плазмы:
- высокая чувствительность для регистрации малых выходов излучения;
высокое временное разрешение;
предельно широкий динамический диапазон в линейном режиме;
обеспечение избирательности детектирования одного вида излучения на фоне других;
высокая помехозащищённость аппаратуры, что требует обеспечение больших сигналов на выходе первичных преобразователей ;
возможность регистрации параметров излучения заряженных частиц после окончания воздействия лазерного излучения на мишень;
многоканальность.
В настоящее время отсутствует комплекс методов , который отвечал бы вышеперечисленным требованиям.
Таким образом, обеспечение лазерных пикосекундных установок методами регистрации параметров излучений плазмы представляет собой актуальную задачу, от решения которой зависит успешное развитие исследований атомных и ядерных процессов в лазерной плазме. Оптимальным образом эта проблема может быть решена путем разработки унифицированных каналов регистрации, отвечающих требованиям на конкретных лазерных установках. Канал регистрации состоит из следующих составных частей:
детектора (первичного преобразователя);
передающей линии (кабели);
регистратора;
персонального компьютера.
В настоящее время существуют приборы и методы регистрации ионизирующих излучений для различных применений. В основном разрабатывается аппаратура для обнаружения постоянных источников излучений. Основным поставщиком аппаратуры для ядерно-физического эксперимента среди российских предприятий является фирма "Аспект" г. Дубна [43]. Изделиями, поставляемыми этой фирмой, являются детекторы рентгеновского и гамма- излучения в диапазоне энергий до ЮМэВ, детекторы
тепловых (с энергией менее 1 эВ) и быстрых нейтронов (с энергией до 10 МэВ), спектрометрические усилители и АЦП, интенсиметры и другие устройства. Поставляется, также, ПМО обработки зарегистрированной информации. Вся поставляемая фирмой аппаратура предназначена прежде всего для исследования стационарных , либо периодических излучений. Детекторы гамма излучения построены на основе кристалла NaJ и имеют временное разрешение около 250 не. Конструкция детекторов нейтронов позволяет обнаруживать слабые стационарные потоки нейтронного излучения на уровне фонового. Регистрирующая аппаратура производит обработку информации с целью определения параметров постоянного ионизирующего излучения, что делает возможность применения подобной аппаратуры для регистрации импульсного излучения лазерной плазмы крайне затруднительным.
Предлагаемая аппаратура других российских и зарубежных фирм также не обеспечивает реализацию вышеперечисленных требований для регистрации однократных ядерных излучений [44,45].
В Российской Федерации значительных успехов в области регистрации импульсных излучений добились сотрудники НИИ импульсной техники (НИИИТ) Министерства по атомной энергии [46]. На предприятии разработаны методы и средства диагностики импульсных излучений при физизмерениях. Предлагаются к поставке детекторы импульсного излучения с временным разрешением нано и субнаносекундного диапазона. Так, детектор ССДИ8М имеет чувствительность до I0"9 Кл- см 2 / квант (при энергии гамма квантов 1,25 МэВ) при временном разрешении не более 10 не [47]. Данный детектор может быть положен в основу разработки канала регистрации выхода гамма излучения после проведения исследований по установлению граничных условий его применения в конкретных физических экспериментах на лазерных установках.
В НИИИТ разработана аналоговая и цифровая регистрирующая аппаратура. Осциллографичєские регистраторы однократных импульсов имеют предельное временное разрешение, близкое к 10"10 с, а электронно-оптические
регистраторы - порядка 10"12 с. Несколько хуже временное разрешение цифровых регистраторов электрических импульсов (~ 10"8 с- 10'9 с), которые обеспечивают лучшую точность и многоканальность измерений при сравнительно небольших габаритах аппаратуры. Однако, в основу предлагаемых методов и аппаратуры положено предположение о больших выходах различных видов излучений, тогда как в начальной стадии исследований процессов в лазерной плазме, образовавшейся при воздействии высокоинтенсивного лазерного импульса на вещество, выходы различных видов излучений (особенно нейтронов) невелики. Чувствительность активационного детектора нейтронов СДИ17 к нейтронам с энергией 14 МэВ составляет не более 6 * 10' отсчёта см / нейтрон [48]. Такая чувствительность не позволяет зарегистрировать малые выходы (~Ю3) нейтронов за импульс. Чувствительность детектора ССДИ13, регистрирующего нейтроны по методу задержанной регистрации, позволяет проводить измерения при выходе более 10 5 нейтронов за импульс при расположении детектора рядом с источником излучения. Кроме этого, отсутствуют развитые методы и аппаратура регистрации выхода и энергетического распределения заряженных частиц.
Таким образом, известные из литературных источников сведения не позволяют решить комплексную задачу по обеспечению лазерных установок с высокой интенсивностью излучения па мишени методами и средствами измерения импульсного ионизирующего излучения. Отсутствуют единые требования к импульсным первичным преобразователям для этих установок, анализ физических процессов в них с целью достижения предельных параметров и характеристик. Отсутствуют расчетные данные и технические средства по регистрации предельно малых выходов нейтронов активационным методом, отсутствуют сведения о методах регистрации и методах обработки зарегистрированной информации при длительности импульса гамма-излучения значительно короче импульсной характеристики детектора. Отсутствует методика регистрации и восстановления первичной информации при многоканальной регистрации заряженных частиц.
Все вышесказанное позволяет сделать вывод о том, что разработка системы диагностики атомных и ядерных процессов в лазерной пикосекунднои плазме является актуальной научной задачей, решение которой имеет существенное значение для исследований на качественно новом этапе развития физики взаимодействия излучения с веществом.
Цель настоящей работы - создание методов диагностики атомных и ядерных процессов в лазерной пикосекунднои плазме, проведение исследований и получение экспериментальных данных о параметрах излучений плазмы. Диагностика предполагает регистрацию, спектрометрию и исследование анизотропии излучений возникающих при облучении мишеней короткими импульсами лазерного излучения.
Для достижения цели в работе поставлены следующие задачи: 1. Анализ существующих методов регистрации излучений и выбор оптимальных для использования на мощных лазерных установках.
2. Исследование физических процессов в первичных преобразователях, выбор конструкции, разработка и исследование детекторов.
3. Анализ существующих подходов к разработке каналов регистрации и
диагностической системы, реализующей выбранные методы регистрации.
4. Создание и внедрение в практику экспериментальных исследований
атомных и ядерных процессов в лазерной плазме автоматизированной
диагностической системы, обеспечивающей оперативную обработку и
наглядное представление информации.
Научные положения, выдвигаемые для защиты :
1. Созданный комплекс методов диагностики атомных и ядерных процессов в исследованиях лазерной пикосекунднои плазмы на основе регистрации излучений плазмы, реализованный в виде автоматизированной диагностической системы.
2. Высокочувствительный активациоиный метод регистрации нейтронов с использованием двух схем распада радиоактивного изотопа индия, позволяющий регистрировать выход от 103 нейтронов за импульс.
3. Созданный детектор протонов, позволяющий регистрировать большие
потоки (более 10 протонов за импульс) методом вторичных мишеней.
4. Результаты экспериментальных исследований атомных и ядерных
процессов в лазерной плазме, полученные с помощью отработанных методов
на действующих пикосекундных лазерных установках "ПРОГРЕСС" и
"НЕОДИМ".
Научная новизна диссертации В работе получены следующие новые научные результаты :
1. Предложен и реализован комплекс методов, позволяющий проводить исследования атомных и ядерных процессов лазерной пикосекунлнои плазмы на основе регистрации её излучений.
2. Разработан активационный метод, обеспечивающий высокую
чувствительность регистрации нейтронов в исследованиях пикосекунднои
плазмы. Рассчитаны оптимальные параметры детектора нейтронов с
использованием наборной кольцевой конструкции индикатора.
3. Разработан и реализован метод регистрации нейтронного излучения с
использованием индикатора одного типа и с двумя схемами распада
радиоактивного изотопа.
Разработан детектор протонов, позволяющий регистрировать большие потоки (более 108 протонов за импульс) методом вторичных мишеней.
Модернизирован применительно к исследованиям пикосекунднои плазмы сцинтилляционный детектор гамма-излучения с повышенной чувствительностью и расширенным динамическим диапазоном.
С использованием созданных методов получены экспериментальные данные и исследованы характеристики гамма- нейтронного излучения плазмы и заряженных частиц при интенсивности излучения на мишени
(10 17-10 19) Вт/см2.
Практическая ценность работы Разработанные методы регистрации и результаты проведенных экспериментальных исследований ядерных процессов в лазерной пикосекунднои
плазме дают возможность определения наиболее рационального и достоверного пути по созданию и практическому внедрению:
- новых энергетических технологий, в том числе в области ядерного
инерциального синтеза;
установок, моделирующих условия протекания ядерных процессов и поражающие факторы ядерного взрыва, позволяющих проводить верификацию численных методов моделирования физических процессов при высокой концентрации энергии;
- высокоэффективных ускорителей электронов, протонов, позитронов,
альфа-частиц, ионов, дейтонов;
компактного импульсного источника нейтронов; технологии производства радиоактивных изотопов.
