Введение

Последнее десятилетие ознаменовалось стремительным прогрессом в разработке и создании нового поколения твердотельных лазеров и лазерных систем, генерирующих импульсы фемтосекундной длительности (1фс=10^-15с). Фемтосекундные лазерные системы, обладая малой длительностью светового импульса (t~10-1000 фемтосекунд), обеспечивают пиковую мощность вплоть до 1ПВт (1 ПВт=10¹⁵ Вт) и при фокусировке лазерного излучения дают возможность получить огромную интенсивность в диапазоне 10¹⁶-10²¹Вт/см². Такое сверхинтенсивное излучение позволяет получать релятивистские интенсивности, недоступные для получения другими способами в лабораторных условиях. Релятивистской интенсивностью принято называть интенсивность светового поля I, при которой модуль максимальной скорости электрона , находящегося в поле электромагнитной волны напряженностью E и рассчитанный по классическим формулам: , оказывается порядка скорости света с (e, m_e - заряд электрона, w - частота электромагнитной волны), а энергия такого электрона достигает его энергии покоя 511 кэВ. Таким образом, соответствующий релятивистский «порог» определяется не только интенсивностью поля I, но и квадратом длины волны λ : (длина волны здесь и далее в микронах). Поэтому режим взаимодействия сверхкороткого лазерного импульса с веществом в релятивистском режиме удобно характеризовать безразмерным параметром .

Появление нового инструмента исследований имеет революционное значение для физики, сравнимое с созданием импульсных источников энергии на основе ядерных реакций. Принципиальное достижение состоит в том, что гигантская концентрация энергии ~10¹¹Дж/см³ обеспечивается фокусировкой фемтосекундного лазерного излучения в «микрообъем» ~ 10^-11см³. При этом энергия, передаваемая одному атому, составляет порядка 10  (1 эВ = 1,6х10^-19Дж). Для сравнения: энергия, которую необходимо затратить на расщепление ядра на отдельные нуклоны, равна примерно произведению удельной энергии связи ε _b (ε _b » 8 МэВ) на число нуклонов, а энергия отделения нуклона или протона находится в диапазоне 2-20МэВ [1]. Характерно, что аналогичное энерговыделение (~10¹² Дж/см ³) происходит при полной реакции урана U²³⁵, что приводит к нагреву вещества до температур в 10⁸ К (или 10 кэВ). Для абсолютно черного тела, имеющего такую температуру, интенсивность свечения достигает I» 5• 10²⁰Вт/см², что соответствует возможностям современных лазерных систем петаваттного уровня мощности [2].

В режиме релятивистских интенсивностей оказывается возможным изучать фундаментальные свойства вещества в сильно неравновесных, экстремальных состояниях, а также проводить ядерно-физические эксперименты с использованием корпускулярного и электромагнитного излучений из плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным излучением. В настоящей статье проведен краткий обзор современных научных достижений в области лазерно-индуцированных ядерных реакций с использованием фемтосекундного излучения релятивисткой интенсивности. Читателей, желающих получить углубленную информацию о предмете и более подробную библиографию хотелось бы отослать к обзору [3], послужившему основой для настоящей публикации.

Существенная разница в массе электрона и иона приводит к тому, что лазерное излучение нагревает и ускоряет электроны плазмы, а нагрев ионов происходит за счет упругих столкновений последних с электронами. Для инициирования ядерных процессов в плазме, создаваемой фемтосекундным излучением наиболее важным фактором оказывается тот факт, что распределение электронов плазмы по энергии оказывается существенно не максвелловским, с длинным «хвостом» в области больших энергий. Эта часть электронного спектра обычно называется «горячими» или «надтепловыми» электронами. В области релятивистских интенсивностей горячие электроны уносят до 50% от поглощенной энергии лазерного импульса. При этом «температура» горячих электронов может быть оценена, как

.

При Q~1 "температура" T_p уже достигает 0.5 МэВ, а при дальнейшем увеличении интенсивности растет, как I^0,5.

Общая схема взаимодействия релятивистского фемтосекундного лазерного излучения с плотной мишенью изображена на рис.1. В области 1 формируются пучки горячих электронов, причем наиболее эффективно ускоряются электроны, находящиеся в плазме низкой плотности вблизи поверхности мишени. В силу конечных размеров фокусного пятна градиент электрического поля существует и поперек лазерного пучка. В результате электромагнитная волна выталкивает электроны из области взаимодействия, формируя канал с пониженной плотностью электронов (область 2). Основной поток электронов движется в виде направленного пучка, дополнительную коллимацию которого обеспечивает магнитное поле тока движущихся электронов. Генерация направленного электронного пучка при релятивистских интенсивностях лазерного излучения приводит к формированию ионного пучка, движущегося по нормали к поверхности мишени как навстречу лазерному излучению, так и вглубь мишени по сформированному излучением каналу низкой плотности (область 2 на рис.1). Более того, эффективное ускорение ионов происходит и на обратной стороне мишени (область 3 на рис.1), где быстрые электроны, покидая мишень, также формируют ускоряющий потенциал. Наиболее эффективно как в области 1, так и в области 3 ускоряются легкие протоны, а наибольшую энергию получают тяжелые сильно ионизованные ионы. Так, согласно экспериментальным данным при ~1, t » 400 фс энергия протонов достигает 2-3 МэВ, при ~10, t » 1000 фс - 18 МэВ, а при ~20, t » 500 фс - 58 МэВ.

Следует отметить, что при дальнейшем увеличении интенсивности лазерного излучения до (10²⁵ Вт/см² для протонной плазмы M_i=m_p) релятивистская масса электрона сравнивается с массой покоя иона. Следовательно, становится возможным прямое ускорение ионов лазерным полем на одном световом периоде до энергий порядка массы покоя иона, что для протона составляет 0.938 МэВ.

Ядерные реакции

Идея о возможности инициирования ядерных реакций в плазме, создаваемой фемтосекундным излучением релятивистской интенсивности относится к 1988 году. Развитие фемтосекундной лазерной техники и достижение релятивистского уровня интенсивностей положило в середине 90-х годов начало расчетам и детальным оценкам эффективности всевозможных ядерных процессов в такой плазме. Типичная схема эксперимента представлена на рис.2: лазерное излучение ускоряет электроны в мишени 1, а затем образующийся поток релятивистских электронов и жесткого рентгеновского излучения облучает мишень 2, в которой и протекает широкий спектр ядерных реакций (в частном случае мишени 1 и 2 могут совпадать).

Впервые об экспериментальном наблюдении ядерной реакции при облучении твердотельных мишеней сверхкоротким лазерным импульсом сообщалось в материалах конференции IQEC’98 сотрудниками Ливерморской национальной лаборатории, США. Ими была выполнена фотоактивация (создание изотопа ^N-1A при облучении ядра с большим на единицу атомным номером ^NA гамма-квантом: ^NA(g,n)^N-1A) различных стабильных изотопов. В дальнейшем результаты этих исследований нашли свое отражение в серии публикаций, в которых сообщалось как об фотоактивации ядер, так и о наблюдении реакции деления ядер урана гамма-излучением, мощных потоках нейтронов и др. Эксперименты проводились при >20, t » 400 фс, что обеспечивало электроны и гамма-кванты с энергией до 100 МэВ. Мишень состояла из массивного медного цилиндра (Cu) с пластинами золота (Ag). В экспериментах наблюдался целый спектр фотоядерных реакций с порогом 8-11 МэВ: ¹⁹⁷Au(g ,n)¹⁹⁶Au, ⁶³Cu(g ,n)⁶²Cu, ⁶⁵Cu(g ,n)⁶⁴Cu и др. В тех же экспериментах, но с мишенью, дополненной пластиной урана, наблюдался целый спектр осколков фотоделения урана ²³⁵U. Одновременно серия работ, в которой наблюдалась фотоактивация ядер, была выполнена в Резерфордовской лаборатории при ~4, t » 1 пс.

В качестве одного из возможных приложений фотоактивации ядер излучением плазмы, создаваемой фемтосекундным излучением релятивисткой интенсивности, рассматривается наработка изотопов для медицинских приложений и в качестве калибровочных источников. Так, для реакции с изотопом иттрия ⁸⁹Y(g ,n)⁸⁸Y (время полураспада с излучением квантов 0,899 и 1,836 МэВ ⁸⁸Y составляет 108 дней, изотоп иттрия ⁸⁸Y активно используется для калибровки детекторов) для наработки 1 МБк этого изотопа необходимо более 10⁶ лазерных импульсов с энергией 25 Дж и длительностью порядка 1 пс.

Перспективной представляется и экспериментально подтвержденная недавно возможность трансмутации долгоживущих изотопов. Так, в результате фотоядерной реакции с изотопом иода ¹²⁹I(g , n)¹²⁸I изотоп ¹²⁹I с временем жизни 10⁵ лет преобразуется в изотоп ¹²⁸I с временем жизни всего в 25 мин, который, в свою очередь, распадается в стабильный изотоп инертного газа ксенона ¹²⁸Xe. Особый интерес данный процесс вызывает, поскольку именно изотоп иода ¹²⁹I является одним из основных и наиболее опасных продуктов, содержащихся в отработанном ядерном топливе.

При рассеянии электрона с энергией в несколько МэВ на атоме с большой атомной массой возможно появление позитронов. Расчеты показали, что из двух возможных каналов генерации позитронов - прямого и через генерацию гамма-кванта, при энергиях электронов порядка 10 МэВ большую вероятность имеет последний (сечение процесса для электрона с энергией 10 МэВ в этом случае составляет ~10 мкБарн). Впервые экспериментально позитроны наблюдались при прямом облучении мишени из золота фемтосекундым излучением при >20. В этом случае электроны, ускоряемые на границе плазма-вакуум до энергий в десятки МэВ, проникают вглубь вещества, где и происходит генерация позитронов при столкновении релятивистских электронов с тяжелыми ядрами. Возможен и иной подход, когда электроны ускоряются в плазменном канале, формируемом в струе гелия фемтосекундным излучением релятивистской интенсивности, а позитроны получаются при облучении тяжелой мишени, установленной на пути сформированного электронного пучка. Так, в экспериментах, выполненных по этой схеме, при ~2,5, t » 130 фс формировался пучок электронов с энергией до 5 МэВ, генерировавший при облучении свинцовой мишени до 10⁶ позитронов с энергией 2 МэВ в каждом лазерном импульсе, что соответствует активности свыше 10⁷ Бк.

Для инициирования ядерных реакций эффективно могут использоваться пучки легких ионов, поскольку пороги ядерных реакций, вызываемых протонами (и другими ионами) как правило значительно ниже порогов фотоядерных реакций, а соответствующие сечения - на порядок выше. Кроме того, длина пробега ионов в веществе существенно меньше длины пробега гамма-квантов, что позволяет использовать тонкие образцы и получать большую их активность. Так, при фокусировке на мишени различных материалов - графита, алюминия, титана, стекла и полиэтилена, лазерного излучения с параметрами ~5, t » 1 пс может быть сформирован пучок протонов с энергиями до 30 МэВ. В проведенных экспериментах были обнаружены продукты распада, связанные с такими ядерными реакциями, как реакции с изотопами меди ⁶³Cu(p,n)⁶³Zn, бора ¹¹B(p,n)¹¹C, кислорода ¹⁶O(p,a )¹³N и углерода ¹³C(p,n)¹³N. Энергия лазерного импульса составляла 20-60 Дж, что обеспечивало высокую активность полученных образцов до 140 кБк.

Следует отметить, что такие изотопы, как углерод ¹¹C, азот ¹³N, кислород ¹⁵O, фтор ¹⁸F активно используются в ядерной томографии, основанной на регистрации позитронов. Радиационная нагрузка на пациентов может быть существенно снижена при использовании лазерно-плазменных источников протонов: до 150 МБк изотопа фтора ¹⁸F может быть получено при использовании существующих лазерных систем с энергией 1 Дж и частотой повторения 10 Гц.

Тяжелые ионы также могут вызывать возбуждение ядерных уровней, реакции слияния и др. Ключевым параметром здесь является кулоновский порог B, соответствующий столкновению иона с зарядом Z_i с ядром с зарядом Z_n и радиусом R_n:

.

При энергии ионов меньше кулоновского порога B, возможно селективное возбуждение вращательных спектров ядра. При столкновении двух ионов урана и сближении их на критическое расстояние в 35 фм (требуемая энергия ионов превышает 600 МэВ при лобовом столкновении [1]), возможно создание квазиатомов с двойным ядром и зарядом свыше 170 - порога неустойчивости вакуума. Отметим, что энергия ионов свинца Pb⁴⁶⁺ в 460 МэВ уже достигнута в экспериментах при ~10. При энергии ядер, превышающих кулоновский порог, помимо электромагнитного взаимодействия ядер становится возможным их ядерное взаимодействие и реакции передачи нуклонов, полного слияния и др.

Термоядерные реакции и генерация нейтронов

Наименьшие энергии сталкивающихся ионов необходимы для наблюдения реакции синтеза - термоядерной DD реакции с участием двух атомов дейтерия. Так, максимум скорости этой реакции наблюдается уже при взаимной энергии сталкивающихся атомов дейтерия "всего" порядка 1 МэВ. Первое наблюдение термоядерной реакции синтеза в плазме, созданной импульсным лазерным излучением, относится к концу 60-х годов прошлого века и связано с идеей о возможности лазерного управляемого термоядерного синтеза [4]. Следует отметить, что непосредственно в плазме, создаваемой фемтосекундным лазерным излучением релятивисткой интенсивности, выполнение критерия Лоусона [1] невозможно, что означает и невозможность инициирования самоподдерживающейся термоядерной реакции в такой плазме. Обзор современного состояния проблемы лазерного термоядерного синтеза представляет предмет для отдельного рассмотрения и выходит за рамки настоящей статьи.

Одним из перспективных приложений плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным излучением в режиме сверхсильного светового поля, может стать создание источника сверхкоротких импульсов быстрых нейтронов на основе термоядерной реакции. Например, при протекании DD реакции на каждый акт слияния появляется один нейтрон с энергией около 3 МэВ. Хотя часть термоядерных реакций не имеет энергетического порога, однако их скорость очень сильно (при малых энергиях экспоненциально) зависит от энергии сталкивающихся ядер, достигая максимума в области 1 МэВ для DD реакции и в области ~100 кэВ для дейтерий-тритиевой DT реакции. Таким образом, для эффективного протекания термоядерных реакций параметр фемтосекундного лазерного излучения Q должен быть порядка 1 и более. Действительно, в плазме, создаваемой при облучении полистиреновой мишени лазерным импульсом с Q~1,5, t » 1,3 пс, W~20 Дж выход нейтронов составил до 7• 10⁷ нейтронов за один лазерный импульс.

Наиболее эффективно термоядерная реакция протекает для импульсов с высоким контрастом при максимальной интенсивности лазерного излучения, т.е. в условиях, когда ускорение ионов происходит при продавливании плотной плазмы релятивистским лазерным импульсом. Увеличение числа быстрых дейтронов, необходимых для генерации нейтронов, может быть достигнуто при определении оптимальных условий для протекания реакции: механизма ускорения ионов, величины интенсивности лазерного излучения и его контраста.

Кроме термоядерных реакций с выходом нейтронов, имеется широчайший набор термоядерных реакций с выходом таких продуктов реакции, как гамма-кванты (⁷Li(p,g )⁸Be, максимум сечения реакции в области 550 кэВ, ¹³C(p,g )¹⁴N, 0.4-1 МэВ), альфа-частицы (⁶Li(p, a )³He, 2-3 МэВ, ⁶Li(d, a )⁴He, 0.7-4 МэВ, ⁹Be(p, a )³Li, 0.6-1 МэВ, ¹¹B(p, a )⁸Be, 0.7 МэВ,), и др. Таким образом, при инициировании термоядерной реакции в плазме, создаваемой фемтосекундным лазерным излучением релятивистской интенсивности, можно получать короткие импульсы и другого ядерного излучения.

Электроны и рентгеновское излучение плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным излучением, способны не только инициировать ядерные реакции, но и могут вызывать возбуждение ядерных уровней. Такого рода процессы представляют интерес для ряда перспективных приложений от разделения изотопов до получения инверсии населенности. Особый интерес к этому обстоятельству определяется тем, что возбуждение низкоэнергетических ядерных уровней было достигнуто при интенсивности, намного меньшей релятивистского предела. Действительно, уже при интенсивностях порядка 10¹⁶Вт/см² температура горячих электронов составляет от 3 до 10 кэВ, что достаточно для прямого возбуждения низкоэнергетических ядерных уровней как стабильных, так и метастабильных изотопов (под низкоэнергетическими ядерными уровнями мы подразумеваем возбужденные состояния ядер с энергией < 20 кэВ). Напротив, стандартные методы ядерной спектроскопии таких уровней основаны на непрямом заселении через состояния с > 100 кэВ с использованием электронных и ионных ускорителей, либо на прямом фотовозбуждении с использованием источников синхротронного излучения. Следует отметить, что характеристики низкоэнергетических ядерных уровней (даже при стабильном основном состоянии ядра) зачастую не известны. Для метастабильных изотопов ситуация, когда ряд параметров не определен, встречается значительно чаще.

Возможность наблюдения возбуждения низкоэнергетических ядерных уровней в лазерной плазме обсуждается на протяжении почти 30 лет. Плазма, создаваемая фемтосекундным лазерным излучением обладает одновременно достаточной температурой электронов и твердотельной плотностью ядер для эффективного возбуждения таких ядерных уровней. Возбуждение ядерных уровней в лазерной плазме возможно по различным каналам, как ядерно-электронным, так и ядерно-фотонным. Основной вклад дают такие каналы возбуждения, как неупругое рассеяние электронов на ядрах, обратная внутренняя электронная конверсия, а также фотовозбуждение рентгеновским излучением плазмы.

В 1999 году было впервые зарегистрировано гамма свечение, соответствующее радиационному распаду низкоэнергетического ядерного уровня 6.238 кэВ стабильного изотопа тантала ¹⁸¹Ta, возбуждаемого в плотной горячей плазме, создаваемой лазерным импульсом с параметрами ~ 0,01, t » 200 фс.

При использовании фемтосекундного излучения с » 1 температура горячих электронов достигает значений в сотни кэВ, что открывает возможность возбуждения и более высоко лежащих ядерных уровней. Существенное расширение поля исследований в рассматриваемой области связано и с переходом к исследованию низколежащих ядерных уровней метастабильных изотопов.

Одной из задач может стать поиск подходящих кандидатов для создания инверсии населенности на ядерных переходах. Среди стабильных изотопов, имеющих низкоэнергетические ядерные уровни с энергией меньше сотен кэВ, есть изотопы, которые позволяют развивать традиционные для лазеров видимого диапазона трех- и четырехуровневые схемы генерации. Так, в изотопе диспрозия ¹⁶¹Dy первые пять возбужденных уровней связаны радиационными переходами с основным состоянием и, следовательно, могут быть возбуждены рентгеновским излучением лазерной плазмы.

Проведенный анализ имеющихся экспериментальных данных показывает, что при релятивистских интенсивностях () ускорение электронов в плазме, создаваемой фемтосекундным лазерным излучением, до энергий свыше 1 МэВ превращает эту плазму в источник корпускулярного и электромагнитного излучения, способного инициировать широчайший спектр ядерных процессов (см. рис.3). Такая плазма оказывается источником быстрых ионов с большим зарядом для сильноточных ионных ускорителей, а также протонных пучков, что позволяет обсуждать новые концепции для быстрого поджига термоядерной реакции.

Уже в ближайшие годы может быть создан принципиально новый тип источника ядерного излучения на основе нового поколения фемтосекундных технологических лазеров высокой средней мощности. Речь идет о килогерцовых лазерных системах настольного типа, обеспечивающих, наряду с интенсивностью близкой к релятивистской, среднюю мощность лазерного излучения до 100 Вт. В свою очередь создание эффективных и компактных лазерно-плазменных источников импульсного ядерного излучения связано, в первую очередь, с оптимизацией параметров используемой лазерной системы и параметров мишени для получения максимального числа электронов определенной энергии.

Одним из наиболее очевидных и, возможно, коммерчески выгодных применений может стать наработка изотопов при облучении мишеней протонами из плазмы, создаваемой фемтосекундным лазерным излучением релятивистской интенсивности, а также работы по трансмутации долгоживущих изотопов. Отметим также и новые возможности в изучении радиационной стойкости материалов и в таких областях, как медицинская физика и биофизика (томография с использованием протонных и позитронных пучков, радиационная терапия, исследование относительной биологической эффективности излучений и др.).

Определенный класс задач (возбуждение низколежащих ядерных уровней и лазерное управление гамма-распадом, исследование инверсии населенности на ядерных уровнях с энергией 10-100 кэВ, нейтронные термоядерные источники) в общем не требует использования релятивистских интенсивностей.

Литература

1. Мухин К.Н., Экспериментальная ядерная физика, т.1, физика атомного ядра., М., Энергоатомиздат, 1983. - 616 с.
2. Крюков П.Г., Квантовая электроника, 2001, 31, 95-119.
3. Андреев А.В., Гордиенко В.М., Савельев А.Б., Квантовая электроника, 2001, 31, 941- 956.
4. Басов Н.Г., Лебо И.Г., Розанов В.Б. Физика лазерного термоядерного синтеза, М.: Знание, 1988.- 176 с.