雙束對射激光驅(qū)動超薄靶的超短脈沖中子源*

馮凱源 邵福球 蔣祥瑞 鄒德濱? 胡理想 張國博 楊曉虎 銀燕 馬燕云 余同普

1) (國防科技大學(xué)理學(xué)院物理系,長沙 410073)

2) (國防科技大學(xué)理學(xué)院核科學(xué)與技術(shù)系,長沙 410073)

3) (國防科技大學(xué)前沿交叉學(xué)科學(xué)院第一學(xué)科交叉中心,長沙 410073)

使用粒子模擬程序和蒙特卡羅方法研究了雙束對射圓極化激光與超薄氘靶相互作用中氘氘聚變反應(yīng)產(chǎn)生中子的過程.研究發(fā)現(xiàn),由于凈光壓和橫向不穩(wěn)定性發(fā)展的差異,激光電場矢量旋轉(zhuǎn)方向和初始相對相位差對氘靶壓縮及中子特性有重要影響.選擇相對相位差為0 且電場矢量旋轉(zhuǎn)方向相同的雙束光,可獲得最高的中子產(chǎn)額;而采用相對相位差為0.5π 或1.5π 且電場矢量旋轉(zhuǎn)方向不同的對射光,中子具有定向的空間分布.對于強(qiáng)度為1.23 × 1021 W/cm2、脈寬為33 fs、相對相位差為0.5π 的左旋光和右旋光,可獲得產(chǎn)額為8.5 × 104 n、強(qiáng)度為1.2 × 1019 n/s、脈寬為23 fs、前沖性較好且分布可調(diào)諧的脈沖中子源.

1 引言

中子呈電中性,具有穿透性強(qiáng)的特點(diǎn),是研究物質(zhì)結(jié)構(gòu)和動力學(xué)性質(zhì)的理想探針.常用的中子源包括同位素中子源、中子管中子源、加速器中子源、反應(yīng)堆中子源和散裂中子源等.散裂中子源是新一代的脈沖式高通量白光中子源,通量高達(dá)1017n·cm-2·s-1 量級,脈寬可短至百ns 量級[1],成為物理、化學(xué)、生物、材料以及能源研究等基礎(chǔ)科學(xué)研究的重要科學(xué)平臺.為了實(shí)現(xiàn)更高的時空分辨,研究人員仍然在不斷探尋更高通量、更短脈寬的中子源.

強(qiáng)激光驅(qū)動的中子源是伴隨超強(qiáng)超短激光技術(shù)而發(fā)展起來的新型中子源技術(shù),具有焦斑小、脈寬短和峰值通量高等優(yōu)點(diǎn),在中子照相、材料無損分析、核截面測量以及核合成等研究領(lǐng)域展現(xiàn)出重要的應(yīng)用價值[2-6].針對不同的激光和靶條件,研究人員已提出多種強(qiáng)激光驅(qū)動中子源方案,包括聚變中子源[7-11]、團(tuán)簇中子源[12,13]、束靶中子源[14-17]和光核中子源[18-24]等.目前,依托這些方案實(shí)驗證實(shí)已可獲得脈寬短至ns 甚至幾十ps 的高通量中子源[25].為產(chǎn)生脈寬更短、強(qiáng)度更高的中子源,沈百飛等[26]和張曉梅等[27]結(jié)合一維動力學(xué)穩(wěn)態(tài)模型,提出了雙束對射飛秒激光驅(qū)動超薄靶的短脈沖中子源方案[23]及其基于預(yù)形成通道的改進(jìn)模型[27].隨后,Macchi[28]利用一維數(shù)值模擬證實(shí)這種構(gòu)型獲得的高能量密度離子束通過碰撞可產(chǎn)生脈寬短至fs 量級、產(chǎn)額約103n/J 的聚變中子源.然而,以上研究僅限于一維情況,無法考慮橫向不穩(wěn)定性等高維效應(yīng)的影響[26].近來,胡理想等[29]研究了二維情況下基于雙錐構(gòu)型的激光氘離子加速及中子產(chǎn)生過程,發(fā)現(xiàn)錐形通道實(shí)現(xiàn)激光脈沖的有效導(dǎo)引、聚焦和強(qiáng)度放大,大幅提升了氘離子的能量密度和中子體產(chǎn)生率.不過該方案中錐頂直徑僅1 個激光波長,與超薄靶橫向不穩(wěn)定性發(fā)展的特征空間尺度相當(dāng)[30-32],所以并未觀察到橫向不穩(wěn)定性對靶壓縮過程及中子產(chǎn)生的影響.

本文采用粒子模擬方法和蒙特卡羅方法,研究了二維環(huán)境下雙束圓極化激光壓縮氘靶并通過氘氘核反應(yīng)產(chǎn)生中子的細(xì)致物理過程,模擬發(fā)現(xiàn),由于激光凈光壓和橫向不穩(wěn)定性發(fā)展的差異,激光電場矢量旋轉(zhuǎn)方向和初始相對相位差對于氘(D+)離子的能譜、空間分布產(chǎn)生較大影響.相同激光強(qiáng)度下,通過調(diào)整激光電場矢量旋轉(zhuǎn)方向和相對相位差可以實(shí)現(xiàn)中子產(chǎn)額和空間分布的調(diào)控.使用強(qiáng)度為1.23 × 1021W/cm2、脈寬為33 fs、相對相位差為0.5π 的左旋光和右旋光,獲得了產(chǎn)額為8.5 × 104n、強(qiáng)度為1.2 × 1019n/s、脈寬為23 fs、前沖性較好且分布可調(diào)諧的脈沖中子源.

2 數(shù)值模擬與參數(shù)設(shè)置

2.1 激光與氘靶相互作用模擬

通過使用二維粒子模擬(particle-in-cell,PIC)程序EPOCH[33]對激光與氘靶相互作用動力學(xué)進(jìn)行數(shù)值模擬.設(shè)置模擬盒子x方向的長度為36 μm,y方向的高度為24 μm,空間分辨率為0.02 μm,每個網(wǎng)格放置100 個粒子.氘靶位于模擬盒子的中央,其高度h=24 μm,厚度d=0.1 μm,靶前表面距離模擬盒子左邊界的長度d1=17.95 μm.氘靶是由完全電離的氘等離子體所組成,氘(D+)離子和電子的數(shù)密度均為50nc,其中是等離子體的臨界密度,ω0是激光頻率,e和me分別是電子電荷和靜止質(zhì)量.兩束波長為λ0=1 μm的圓極化激光從模擬盒左右邊界沿x軸方向垂直入射,同時到達(dá)氘靶前后表面.兩束激光的歸一化振幅可表示為

圖1 雙束對射圓極化激光與超薄氘靶相互作用示意圖,其中紅色曲線包絡(luò)代表右旋光,藍(lán)色曲線包括代表左旋光,k 代表坡印亭矢量 (a)–(d) 代表一束右旋光與一束左旋光的情況(RCP+LCP);(e)–(h) 代表兩束右旋光的情況(RCP+RCP),從左至右初始相對相位差 ?? 依次為0,0.5π,π,1.5π(RCP+RCP).From left to right,the initial relative phase difference ?? is 0,0.5π,π,1.5π,respectively.Here,red and blue curves represent the right-and left-rotating light and k is Poynting vector.Fig.1.Schematic diagram of two counter-propagating circularly polarized laser pulses interacting with ultrathin deuterium target:(a)-(d) The cases of a left-rotating light and a right-rotating light (RCP+LCP);(e)-(h) the cases of two right-rotating light

2.2 中子產(chǎn)生模擬

當(dāng)雙束圓極化激光與超薄氘靶相互作用時,氘離子在靶壓縮過程中將會發(fā)生碰撞,從而誘發(fā)D(d,n)3He 核反應(yīng)產(chǎn)生大量中子.本文使用課題組開發(fā)的蒙特卡羅后處理程序PICNP[16,29]模擬中子產(chǎn)生過程.程序每間隔一段時間(本文選擇1 個激光周期)從PIC 模擬數(shù)據(jù)中獲取離子位置和速度信息,根據(jù)位置分配到不同網(wǎng)格,然后對每個網(wǎng)格內(nèi)離子進(jìn)行隨機(jī)抽樣并兩兩配對,計算得到每對離子對產(chǎn)生中子的信息[16,34].通過核反應(yīng)產(chǎn)生中子是一個隨機(jī)過程,網(wǎng)格內(nèi)不同氘離子之間發(fā)生核反應(yīng)產(chǎn)生中子的概率不盡相同,因此程序中采用隨機(jī)抽樣來計算中子產(chǎn)率,然后進(jìn)行統(tǒng)計平均獲得中子產(chǎn)額等信息,這也是當(dāng)前蒙特卡羅程序在模擬中子產(chǎn)生過程時普遍采用的思想.以D(d,n)3He 核反應(yīng)為例,利用PIC 程序中輸出的D+離子速度v1和v2,可以求出D+碰撞離子的相對速度v=|v1-v2|、碰撞中心的質(zhì)量能εr=mrv2/2,以及參量η=(Mn+MHe)·(MHe-MD+MHeQ/εr)/(MDMn),式中MD為氘核質(zhì)量.以角度θn(相對于氘氘碰撞方向)出射的中子的能量為[16,35,36]

3 模擬結(jié)果與討論

3.1 雙束對射激光與氘靶相互作用動力學(xué)

圖2(a)–(h) 給出相對相位差 ??和電場矢量Er旋轉(zhuǎn)方向不同(RCP+LCP)情況下PIC 模擬獲得的t=32T0時刻的電子和D+離子密度分布.從圖2(a)–(h)可以看到,對于Er旋轉(zhuǎn)方向不同的對射光,當(dāng) ??=0.5π 和 1.5π 時,氘靶被明顯地向右和向左推動,而在 ??=π 時幾乎在初始位置保持不動.這是因為雙束對射激光作用于薄靶時,凈光壓P可表示為[26]

圖2 t=32T0 時,不同電場矢量 Er 旋轉(zhuǎn)方向和不同初始相對相位差 (??=0,0.5π,π,1.5π) 情況下,電子((a)–(d)和(i)–(l))和D+離子((e)–(h)和(m)–(p))的密度空間分布,其中(a)–(h)和(i)–(p)分別代表RCP+LCP 和RCP+RCP 的情況Fig.2.Spatial distributions of both electrons ((a)-(d) and (i)-(l)) and ions ((e)-(h) and (m)-(p)) for different rotation direction of electric fields Er and initial relative phase (??=0,0.5π,π,1.5π) at t=32T0 .Here,(a)–(h) and (i)–(p) represent the cases of RCP+LCP and RCP+RCP,respectively.

其中P1(>0) 和P2(>0) 是由入射激光的強(qiáng)度、靶厚度和數(shù)密度確定的常數(shù),與 ??無關(guān).當(dāng)??=0.5π,π,1.5π 時,P將分別大于、等于或小于0,導(dǎo)致氘靶被向右推動、保持不動和被向左推動.然而,當(dāng) ??=0 時,盡管P=0,但由于靶被壓縮至與趨附深度相當(dāng)?shù)暮穸葧r,兩束激光的透射光將會相互交疊而組合成一束線極化光,其有質(zhì)動力含有振蕩項成分,J×B電子加熱將起到主導(dǎo)作用,橫向不穩(wěn)定性發(fā)展迅速[38,39],靶遭到破壞且其中心區(qū)域呈現(xiàn)典型的半波長橫向周期分布.對于電場旋轉(zhuǎn)方向相同的對射光(即RCP+RCP 情況),電子和離子密度如圖2(i)–(p)所示.這里僅給出兩束右旋光情況,兩束左旋光情況與此類似.該情形下并不存在電子的縱向速度消失時的穩(wěn)態(tài)解,薄靶受到兩束激光的凈光壓恒為0,靶未發(fā)生左右移動而呈現(xiàn)細(xì)絲狀的對稱分布,激光與薄靶相互作用將會呈現(xiàn)更強(qiáng)的非線性特性.與上述情況類似,??=0 時橫向不穩(wěn)定性的發(fā)展最為劇烈,而在 ??=π 時發(fā)展最為緩慢,不穩(wěn)定性的增長率與靶打穿后疊加的電場強(qiáng)度密切相關(guān).

圖3 給出了雙束對射激光與薄膜靶相互作用過程中t=50T0時刻的電子和D+離子能譜分布,此時激光等離子體相互作用已基本結(jié)束.從圖3 可以看到,對于RCP+LCP 的情況,由于在??=0時橫向不穩(wěn)定性的發(fā)展最為劇烈,超熱電子溫度最高,D+離子的加速也最為充分,其D+離子截止能量可達(dá)35.1 MeV,從圖2(a)和圖2(e)可以明顯觀察到周期狀的細(xì)絲結(jié)構(gòu),且固體靶呈現(xiàn)出明顯的向左運(yùn)動的現(xiàn)象.而對于另外三種情況,凈光壓不同導(dǎo)致最終離子加速效果存在差異.對于RCP+RCP 時不存在穩(wěn)態(tài)解的情況,可以看到,由于P≡0,??=0,0.5π,1.5π時幾乎呈現(xiàn)相同的電子能譜分布,僅電子截止能量依次稍有降低,D+離子溫度和截止能量也呈現(xiàn)相同的下降趨勢.需要注意的是,??=π時的電子加熱和離子加速效果低于其余三種情況,這是由于橫向不穩(wěn)定性導(dǎo)致靶的破壞,部分電子僅感受到電場矢量方向相反的等強(qiáng)度對射激光電場的作用,如圖2(k)所示,電子加熱效應(yīng)被明顯抑制,電子和D+離子密度分布中的細(xì)絲結(jié)構(gòu)幾乎消失.

圖3 不同電場矢量 Er 旋轉(zhuǎn)方向和不同初始相對相位差 (??=0,0.5π,π,1.5π) 情況下,t=50T0 時電子((a),(b))和D+離子((c),(d))的能譜分布 (a),(c) RCP+LCP;(b),(d) RCP+RCPFig.3.Spectral distributions of (a),(b) electrons and (c),(d) ions for the cases of different rotation direction of the electric fields Er of two counter-propagating laser pulses and their initial relative phase (??=0,0.5π,π,1.5π) at t=50T0 : (a),(c) RCP+LCP;(b),(d) RCP+RCP.

3.2 雙束對射激光驅(qū)動的短脈沖中子源

(2)式表明,出射中子能量與核反應(yīng)過程中D+離子的相對速度密切相關(guān).綜合不同激光電場矢量旋轉(zhuǎn)方向和初始相對相位差情況下的電子、D+離子的密度和能譜分布,可以初步判斷,無論是RCP+LCP 還 是RCP+RCP 情 況,??=0 時中子的產(chǎn)額和能量最高.雖然 ??=π 時D+離子能量較低,然而由于該條件下凈光壓為0,D+離子的相對速度v=|v1-v2|較高且D+離子容易被壓縮至更高的密度nD.根據(jù)D(d,n)3He 核反應(yīng)的中子體產(chǎn)生率[16]:

中子產(chǎn)額并非最低,其中TD是D+離子的溫度.考慮到RCP+LCP 情況下 ??=0.5π 和 1.5π 時D+離子獲得較穩(wěn)定的加速,前向與側(cè)向的中子產(chǎn)額比可能最高,這非常有利于提升峰值中子通量.

利用PICNP 程序計算不同時刻的中子產(chǎn)生率Pn、中子產(chǎn)額Nn、角分布和能譜分布.圖4(a)–(h)給出不同 ??情況下t=32T0時中子產(chǎn)生率的空間分布.與圖2 對比發(fā)現(xiàn),中子產(chǎn)生率分布與D+離子密度的空間分布保持較好一致性,RCP+RCP情況下中子產(chǎn)生率呈現(xiàn)較好的對稱性,其中心區(qū)域出現(xiàn)周期性的結(jié)構(gòu),而在RCP+LCP 情況下??≠π時,中子產(chǎn)生率均呈現(xiàn)非對稱分布.現(xiàn)統(tǒng)計t=50T0時不同情況下中子的累計產(chǎn)額分布,如圖4(i)–(p)所示.令人感興趣的是,對于RCP+LCP 情況,??=π/2 時幾乎所有的中子都分布在右側(cè),而??=3π/2時,中子都集中在靶左側(cè).因此,可以通過調(diào)整對射激光電場矢量旋轉(zhuǎn)方向和初始相對相位差實(shí)現(xiàn)中子空間分布的調(diào)控.

圖4 不同電場矢量 Er 旋轉(zhuǎn)方向和不同初始相對相位差 ?? 情況下,t=32T0 時刻的中子產(chǎn)生率 Pn ((a)–(h))和t=50T0時的總中子產(chǎn)額 Nn 分布((i)–(p))Fig.4.Spatial distributions of (a)-(h) neutron production rate Pn at t=32T0 and (i)-(p) total neutron yield Nn att=50T0 in the cases of different rotation direction of electric fields Er of two counter-propagating laser pulses and their initial relative phase ?? .

中子源的脈寬是衡量中子源品質(zhì)的重要參量之一,不同脈寬的中子源具有不同的應(yīng)用價值.圖5(a)和圖5(b)給出不同情況下Pn隨時間的演化.從圖5(a)和圖5(b)可以看到,Pn隨時間的演化趨勢基本一致,呈現(xiàn)明顯的雙峰結(jié)構(gòu).原因在于,在t=25T0時,在圓極化對射激光的光壓作用下,氘離子密度被壓縮至最高且相對速度較大,該階段可認(rèn)為是薄靶對稱壓縮階段,此時出現(xiàn)Pn的第一個峰值.然而,伴隨著橫向不穩(wěn)定性的發(fā)展和靶的變形,nD開始降低.在t=30T0時,由于薄靶兩側(cè)的凈光壓不再相等,靶被繼續(xù)向左推動,激光焦斑區(qū)域內(nèi)幾乎所有的D+離子離開了靶初始所在區(qū)域,D+離子能量不斷提升.由于D+離子平均能量(即溫度TD)的提升,根據(jù)方程(4),中子反應(yīng)率也會逐漸提升.在t=32T0時刻后,D+離子橫向振蕩的細(xì)絲結(jié)構(gòu)已非常明顯,t=35T0時薄靶幾乎已被擊穿.此時nD降低的幅度相對于TD增加的幅度更大,導(dǎo)致Pn再一次降低,出現(xiàn)Pn的第二個峰值.整體看來,雙束對射激光驅(qū)動中子源的脈寬約幾十fs,相對于激光驅(qū)動的光核中子源和束靶中子源[2,3](通常在幾十ps 至百ns 之間)更短.這是因此該方案不需要光核中子源和束靶中子源中的轉(zhuǎn)換體,不涉及電子束和離子束在轉(zhuǎn)換體中傳輸時的時間展寬過程,中子伴隨著激光與等離子體相互作用或D+離子的加速同時產(chǎn)生.如此短脈沖的中子源將具有更高的時間或能量分辨率,在中子核數(shù)據(jù)測量等領(lǐng)域具有重要的應(yīng)用潛力.值得注意的是,對于RCP+RCP 時的 ??=0 情況,Pn的第二個峰值大于第一個峰值的大小,最大的中子產(chǎn)生率達(dá)到1.2 ×1019n/s.這是由于此時D+離子的溫度約1.1 MeV,接近DD 反應(yīng)中Pn達(dá)到最大值時的最佳溫度1.25 MeV,而其余幾種情況下D+離子溫度均低于0.6 MeV.

圖5 不同電場矢量 Er 旋轉(zhuǎn)方向和不同初始相對相位差 ?? 情況下,中子產(chǎn)生率 Pn ((a),(b))和總中子產(chǎn)額 Nn ((c),(d))隨時間的演化Fig.5.Temporal evolutions of (a),(b) neutron production rate Pn and (c),(d) total neutron yield Nn in the cases of different rotation direction of electric fields Er of two counter-propagating laser pulses and their initial relative phase ?? .

圖5(c)和圖5(d)展示出不同情況下Nn隨時間的演化.與圖5(a)和圖5(b)一致,t=23T0時中子開始產(chǎn)生,t=35T0時激光與靶相互作用基本完畢后開始進(jìn)入飽和狀態(tài)(此時,D+離子不會立刻降溫,中子仍可繼續(xù)產(chǎn)生,只不過Pn相比于之前降低近3 個數(shù)量級,對于Nn影響不大).當(dāng) ??=0 時,Nn最高,這是由于D+離子的能量越大,碰撞D+離子的相對速度v=|v1-v2| 出現(xiàn)最大的概率越大.對于RCP+LCP 情況,雖然不同 ??時D+離子的能量差異較大,然而由于 ??≠0 時D+離子的相對速度和密度較高,Nn相差并不大,而對于RCP+RCP 的情況,從圖5(d)可以看到,??=0.5π 和1.5π 情況下的Nn的確相差不大,大約為7×104個,而當(dāng) ??=0 和 π 時,Nn分別為1.37 × 105和1.1 ×105,提升接近2 倍.當(dāng) ??=0 時,兩種情況下的Nn均是最高的,分別達(dá)到9.1 × 104和1.37 × 105.值得注意的是,對于RCP+LCP 情況,當(dāng)??=π/2或 3π/2 時,不僅Nn處于較高的水平,而且中子的左右分布具有一定的選擇性.對于強(qiáng)度為1.23 ×1021W/cm2、脈寬為33 fs、能量為46 J 且相對相位差為0.5π 的左旋光和右旋光,可以獲得產(chǎn)額為8.5 × 104n、產(chǎn)生率為1.2 × 1019n/s、脈寬為23 fs的脈沖中子源.

圖6 給出t=50T0時不同Er旋轉(zhuǎn)方向和不同??情況下的中子能譜分布.對于RCP+LCP 情況,最高中子能量隨 ??的變化與圖3(c)中在D+離子截止能量變化趨勢保持一致. ??=0 時,中子能量分布范圍更廣,主要位于2.45–13.2 MeV 之間,相同能量時的中子數(shù)目幾乎均最高.對于RCP+RCP 情況,除 ??=π 外其余三種情況中子能量范圍幾乎相同,最高中子能量約14 MeV;而當(dāng)??=π時,最高中子能量最低,僅為10.4 MeV,但低能中子數(shù)目更多,最高能量的變化趨勢與圖3(d)中在D+離子截止能量變化趨勢幾乎相同.

圖6 不同電場矢量 Er 旋轉(zhuǎn)方向和不同初始相對相位差 ?? 情況下,t=50T0 時的中子能譜 (a) RCP+LCP;(b) RCP+RCP Fig.6.Spectra of the emitted neutrons at t=50T0 in the cases of different rotation direction of the electric fields Er of two counter-propagating laser pulses and their initial relative phase ?? : (a) RCP+LCP;(b) RCP+RCP.

使用微分截面進(jìn)行計算,可得到t=25T0和t=50T0時刻的中子角分布特征,如圖7 所示.從圖7 以發(fā)現(xiàn),對于RCP+LCP 情況,中子在從0°到360°的各個方向均有分布,這種沿各個方向發(fā)射的各向同性的中子起源于化合物反應(yīng)[6].通過統(tǒng)計沿0°和90°的中子產(chǎn)額,能夠獲得前向與側(cè)向中子產(chǎn)額比約3∶1,意味著中子源具有較高的前沖性,這主要由裂解、剝離和預(yù)平衡反應(yīng)產(chǎn)生的強(qiáng)正向或負(fù)向中子發(fā)射導(dǎo)致[6].需要指明的是,盡管??=π/2或 ??=3π/2 時中子的空間位置分布主要集中在右側(cè)或左側(cè),但這僅體現(xiàn)了中子的產(chǎn)生位置,由于激光驅(qū)動的D+離子幾乎都在靶前方或后方,因此中子的產(chǎn)生位置具有一定的取向性.中子角分布與D+離子的空間分布并沒有直接關(guān)聯(lián).(2)式中的角度是中子出射方向與D+離子碰撞方向(隨機(jī)抽取的兩個D+離子的相對速度方向)的夾角,通過加上D+離子碰撞方向來獲得實(shí)驗室坐標(biāo)系下中子的角分布.因此中子角分布主要由D+離子間相對速度方向決定,而不是與D+離子束的角分布直接相關(guān).對于定向運(yùn)動的D+離子束,隨機(jī)抽樣的兩個D+離子的相對速度方向并不一定與氘離子束的整體運(yùn)動方向相同,也有一定概率為其反方向,因此中子角分布呈現(xiàn)前后對稱分布的特征.對于RCP+RCP 情況,可以看到,在t=25T0時刻的中子分布與圖7(a)幾乎一致,不過由于 ??=π 時相對速度v=|v1-v2| 和靶被壓縮后的密度較大,且不穩(wěn)定性發(fā)生較為緩慢(如圖2(k)和圖2(o)),其中子角分布曲線分布在最外圍.由于 ??=0 時橫向不穩(wěn)定性發(fā)展最為劇烈,D+離子能量更高(見圖3(d)),在t=50T0時刻中子產(chǎn)額變得更高,即圖7(d)中粉色曲線大于紅色實(shí)線所圍面積.此外,由于不穩(wěn)定性導(dǎo)致D+離子空間分布呈現(xiàn)一定的隨機(jī)性,如圖2(m)所示,導(dǎo)致最終中子角分布呈現(xiàn)幾乎是各向同性的.

圖7 不同電場矢量 Er 旋轉(zhuǎn)方向和不同初始相對相位差 ?? 情況下,t=25T0 (a),(b)和 t=50T0 (c)和(d)時刻的中子角分布Fig.7.Angular distributions of the accumulated neutrons at t=25T0 (a),(b) and t=50T0 (c),(d) in the cases of different rotation direction of electric fields Er of two counter-propagating laser pulses and their initial relative phase ?? .

需要指明的是,雙束激光與超薄靶相互作用是三維情形,僅僅通過全三維數(shù)值模擬才可真實(shí)再現(xiàn)涉及的物理過程.不過,先前為了認(rèn)識超強(qiáng)圓極化激光與單層薄靶相互作用的基本特征,大多數(shù)激光輻射壓離子加速及不穩(wěn)定性的相關(guān)研究[30-32,38-41]均在二維條件下開展,實(shí)驗結(jié)果[42-44]也證實(shí)了二維結(jié)果的可靠性.考慮到所討論內(nèi)容的復(fù)雜性以及全三維大尺度模擬所需計算資源的問題,以上模擬研究僅限于二維情形.在三維情況下,先前研究結(jié)果[45-47]表明,激光與薄靶相互作用中橫向不穩(wěn)定性的發(fā)展規(guī)律以及離子加速效果相對于二維情形均展現(xiàn)一定的差異.對于雙束激光與超薄靶相互作用的情形,類似的差異以及實(shí)驗條件下的激光預(yù)脈沖對于中子源特征的影響需要進(jìn)一步評估.

4 結(jié)論

利用粒子模擬方法和蒙特卡羅方法研究了雙束對射圓極化激光與超薄氘靶的相互作用動力學(xué)以及D(d,n)3He 核反應(yīng)產(chǎn)生中子的過程,給出了激光電場矢量旋轉(zhuǎn)方向和初始相對相位差對氘靶壓縮及中子特性的影響規(guī)律.結(jié)果表明,選擇相對相位差為0 且電場矢量旋轉(zhuǎn)方向相同的對射光,可實(shí)現(xiàn)最高的中子產(chǎn)額;而對于電場矢量旋轉(zhuǎn)方向不同的對射光,可以通過調(diào)整其相對相位差為0.5π或1.5π 實(shí)現(xiàn)中子分布的方向調(diào)控.在強(qiáng)度1.23 ×1021W/cm2、脈寬33 fs、能量46 J 的激光脈沖條件下,模擬證實(shí)可產(chǎn)生產(chǎn)額為8.5 × 104n、產(chǎn)生率為1.2 × 1019n/s、脈寬為23 fs 且前沖性較好的脈沖中子源,脈寬相對于強(qiáng)激光驅(qū)動光核中子源和束靶中子源大幅降低,在中子核數(shù)據(jù)測量等領(lǐng)域具有一定的應(yīng)用潛力.研究結(jié)果有望對實(shí)驗獲得短脈寬、高產(chǎn)率、前沖性好的緊湊型中子源提供參考.