Разлет лазерной плазмы в вакууме

Энергия лазерного импульса, поглощенная во время взаимодействия, переходит в кинетическую энергию направленного движения ионов при адиабатическом расширении плазмы в результате градиента давления (см. рис.2.1, зона II. Экспериментальные данные указывают на то, что приблизительно 70% энергии лазерного импульса переходит в кинетическую энергию разлетающихся ионов. Асимптотическую скорость движения нагретого плазменного сгустка можно оценить из соотношения V_∞= 2cl (γ-1), где с – скорость звука в исходном веществе: с = (γRT/М)^1/2 (здесь γ – показатель адиабаты; Т – первоначальная температура плазмы; М – молекулярная масса). Когда лазерное излучение взаимодействует с массивной мишенью, для расчета зависимости потока частиц 1 можно использовать одномерную модель расширения плазмы с градиентом плотности. Расширение происходит из-за градиента давления и поэтому характеризуется большей скоростью в направлении, перпендикулярном к облучаемой поверхности, чем в направлении, параллельном к ней. Результаты, полученные путем решения автомодельной задачи о расширении плазменного сгустка частиц с массой М = 28 а.е.м. при различной начальной температуре Т₀ и обобщенные представлены на рис.2.2. Данные расчета качественно совпадают с экспериментальными результатами, опубликованными в работе [13].

Отношение кинетической энергии направленного движения частиц в плазме в случае их одномерного движения к тепловой энергии, когда плазму можно представить в виде газа с одной степенью свободы, записывается в виде:

E_к (1/2) m_iv²_∞ 4 m_i γ RT₀ 4 m_i k N₀ T₀ γ 4 γ

χ = = = = = (2)

Е_т (1/2) kT₀ kT₀ (γ – 1)² M k T₀ M(γ – 1)² (γ – 1)²

где m_i – масса атома; κ – постоянная Больцмана; Т₀ – начальная температура; γ – показатель адиабаты; R – универсальная газовая постоянная; М – молекулярая масса; N₀ – число Авогадро. Видно, что при γ = 5/3 χ ≈ 15, что действительно подтверждает практически полный переход тепловой энергии в кинетическую энергию направленного движения.

Из [7] следует, что при разлете лазерной плазмы изменение электронyой плотности n_e и температуры T_e следует закону T_en_e^2/3 = const в диапазоне расстояния от мишени r = 0,5 ÷ 5 мм, что соответствует адиабатическому расширению электронного газа.

Рис. 2.2. Временная зависимость потока частиц из лазерной плазмы при различных значениях начальной температуры (расстояние от мишени 1 см)

Разлет лазерной плазмы в вакууме происходит квазистационарно, т.е. лазерная плазма покидает горячую область, сильно поглощающую лазерное излучение, за время t_р, много меньше длительности лазерного импульса t_л. Действительно, т.к. скорость движения плазмы у поверхности облучаемой твердой мишени v ≈ 10⁷ см/с при работе с лазерами в режиме модулированной добротности, а начальный радиус плазмы имеет типичное значение r₀ ≈ 10 ^{– 2} cм, характерное время разлета оказывается равным t_р ≈ r₀/v = 10 ^{– 9} c, в то время как τ_л ≈ n ∙10 ^{– 8} с, т.е. t_p > t_л. После того, как плазма покидает область r < r₀ , она ускоряется и ее движение становится сверхзвуковым. Это означает, что ее поведение уже никак не влияет на область дозвукового течения.

Одной из типичных работ, посвященных теоретическим расчетам временной зависимости радиуса, скорости расширения, температуры и энергии частиц лазерной плазмы для случая взаимодействия лазерного импульса наносекундной длительности с частицей конденсированного вещества, является работа [14]; ее основные результаты представлены на рис. 2.3.

Рис. 2.3. Результаты расчетов временной зависимости радиуса r, скорости расширения dr/dt, температуры Т и энергии ε лазерной плазмы.

Хотя расчет [14] не учитывает изменения полного числа электронов и ионов вследствие испарения материала мишени при взаимодействии лазерного излучения с поверхностью, тем не менее полученные результаты, относящиеся, например, к скорости движения границы плазмы, достаточно хорошо согласуются с данными эксперимента. Результаты, представленные на рис. 2.3, показывают также, что скорость расширения достигает асимптотического значения за время, приблизительно равное половине длительности лазерного импульса и при расстояниях о места образования плазмы порядка 10 r₀, где r₀ – радиус фокального пятна лазерного излучения. Видно, что кинетическая энергия разлетающихся частиц немного превышает энергию теплового движения.

На рис. 2.4. приведены значения энергии ионов в зависимости от плотности потока лазерного излучения, которые были получены в работах [15,16] путем времяпролетных измерений. Сравнение полученных значений энергий со значениями электронной температуры T_е для лазерной плазмы, полученных при одинаковой плотности потока лазерного излучения (см. рис. 2.2), показывает, что они сильно различаются. Это означает, что плазма при разлете ускоряется, причем это ускорение может проходить по двум различным механизмам: 1) из-за газодинамического давления и 2) в результате электростатического ускорения ионов лазерной плазмы на границе плазменного сгустка в двойном электрическом слое.

Рис. 2.4. Зависимость энергии ионов от плотности потока лазерного излучения для углеводородной мишени (1) и мишени из дейтерида лития (2).

Было замечено, различие характеристик ионов, покидающих переднюю и заднюю поверхности облучаемых мишеней из тонких фольг. При толщине материала 5 мкм энергия ионов, покидающих заднюю поверхность мишени, составляла 70%, а их число 25% относительно энергии и числа ионов, движущихся от передней поверхности. При увеличении толщины мишени до 30 мкм эти значения оказались 40 и 25% соответственно. И, наконец, когда толщина мишени увеличивалась до 60 мкм, ионов с задней поверхности мишени не обнаруживалось.

Максимумы на кривых удельного импульса отдачи указывают на наличие двух конкурирующих процессов, происходящих при взаимодействии лазерного излучения с веществом.

При малой плотности потока излучения удельный импульс отдачи возрастает за счет увеличения массы испаренного вещества. С дальнейшим увеличением плотности потока излучения на поверхности образуется плотная сильнопоглощающая плазма, которая начинает экранировать мишень. При этом количество испаренной массы уменьшается и, несмотря на то, что скорость расширяющегося вещества увеличивается, удельный импульс отдачи уменьшается. Таким образом, характерные значения плотности потока лазерного излучения, при которых наблюдаются максимумы удельного импульса отдачи, можно считать соответствующими образованию на облучаемой поверхности плотной, сильно поглощающей лазерной плазмы – q₀.

Дата добавления: 2015-06-27