趙磊 徐妙華 張翌航 張喆 朱保君 姜煒曼 張笑鵬趙旭 仝博偉 賀書凱 盧峰 吳玉遲 周維民 張發(fā)強周凱南 謝娜 黃征 仲佳勇4) 谷渝秋4)李玉同4)? 李英駿??

1)(中國礦業(yè)大學(北京),深部巖土力學與地下工程國家重點實驗室,北京 100083)

2)(中國科學院物理研究所,北京凝聚態(tài)物理國家研究中心,北京 100190)

3)(中國科學院大學物理科學學院,北京 100049)

4)(上海交通大學,IFSA協(xié)同創(chuàng)新中心,上海 200240)

5)(上海交通大學物理與天文學院,上海 200240)

6)(北京師范大學天文系,北京 100875)

7)(中國工程物理研究院激光聚變研究中心,等離子體物理重點實驗室,綿陽 621900)

(2018年5月28日收到;2018年9月26日收到修改稿)

1 引 言

中子是電中性的,它和原子中的電子之間具有很小的相互作用力,所以中子具有非常強的穿透能力.它的這一特性使其在輻照育種、中子摻雜等方面具有巨大的應用價值[1?6].產生中子束的傳統(tǒng)方法是核反應堆、散裂中子源及高能粒子加速器等[7],但是這些設備龐大,而且造價和運行成本昂貴,不利于中子源的廣泛應用[8].隨著超強激光的發(fā)展,基于超強激光的中子源應運而生[9].這種中子源占用空間小,具有較低的運行成本,得到了快速的發(fā)展.超短超強激光[10]與等離子體相互作用通過聚變反應[11]和光核反應[12]都可以產生中子,特別是聚變核物理能產生高通量的單能中子.

近年來,很多國內外實驗室對激光與靶作用產生中子進行了實驗研究.2005年,李玉同等[13]在Gekko XII激光裝置上進行了泡沫靶產生中子實驗,利用拍瓦激光與不同密度的泡沫靶(碳氘靶)相互作用,從而產生中子.通過中子能譜信息,首次提出并驗證了泡沫靶中的高能離子“體加速”機制.該實驗在激光能量為190 J的激光與1 mm厚的低密度碳氘靶相互作用,在靶前法線13?的方向測量得到的中子最高產額為1.5×106n/sr.

2013年,Bang等[14]使用拍瓦激光裝置與氘團簇作用,其激光能量為120 J,脈寬為170 fs,通過控制激光的焦斑等參數(shù)來調節(jié)激光的聚焦功率密度,提高激光吸收效率.該實驗中獲得的最高中子產額為1.6×107/發(fā).2013年Roth等[15]在200 TW(1012W)TRIDENT激光裝置上進行了實驗,激光強度高達1021W/cm2.在高信噪比高強度的激光條件下,采用BOA加速機制(break-out afterburner)[16]來獲得氘離子,其動能高達170 MeV,通過9Be(d,n)與9B(p,n)核反應,產生中子的峰值能量為70 MeV,最高能量達到150 MeV,其產額更是高達1010/sr.該實驗對靶后殼層加速機制(TNSA)[17?19]與BOA兩種加速機制下的中子產額及角分布進行了對比,BOA機制從產額上明顯占有優(yōu)勢,并且具有明顯的方向性,位于氘離子入射方向的中子產額約為法向產額的10倍.2015年,趙家瑞等[20]通過設計的特殊K型靶,在神光II號裝置上利用8路激光,分為兩組,分別作用于兩側的靶,使得產生的氘等離子體在中心對撞,通過氘-氘核反應獲得了106/發(fā)的中子.2015年,Klir等[21]在PALS激光裝置上進行了氘-氘核反應實驗,激光能量為600 J,脈寬為300 ps,利用激光與碳氘靶相互作用[22],從而產生中子,得到0.5—2 MeV的氘離子產額達到2×1014,其中子產額為2×109/發(fā).2016年,崔波等[23]在綿陽星光III號激光裝置上進行皮秒激光直接與碳氘靶相互作用實驗,利用液體閃爍體探測器對中子產額及能譜進行測量,得到了各向同性的中子.

本實驗通過激光與碳氘靶相互作用,利用TNSA加速機制產生高能的方向性較好的氘離子,將這部分氘離子與次級靶相互作用,誘導核反應發(fā)生,從而產生單能快中子[24].實驗中使用加拿大Bubble Technology Industries(BTI)公司BD-PND型號的氣泡探測器對中子產額及其角分布進行了測量.

2 實驗裝置

本實驗是在綿陽激光聚變中心星光III號激光裝置上進行的.皮秒激光以13?角斜入射到主靶上,激光能量為100 J,脈寬為1 ps,聚焦焦斑直徑是20μm.此時對應的激光功率密度達到3×1019W/cm2.

圖1是實驗布局圖,雙平面靶鑲嵌在靶架上,兩平面靶之間的距離為5 mm.在實驗中用于產生高能氘離子束的CD薄膜靶的厚度均為10μm,大小為4 mm×4 mm.而次級靶采用兩種厚度,一種為厚度2 mm的厚靶(大小為4 mm×4 mm),另一種為10μm的薄靶(大小為4 mm×500μm).

圖1 平面靶示意圖Fig.1.Schematic diagram of plane target.

本實驗的主要探測設備為氣泡探測器.氣泡探測器是20世紀80年代發(fā)展起來的一種新型核輻射探測器,可以在任何場合中對中子進行監(jiān)測[25,26].該探測器是在硬彈性固體中均勻地加入過熱液體微滴而成,當過熱液體微滴受到輻射之后就會立即發(fā)生氣化反應,形成目視可見的氣泡[27].氣泡的個數(shù)和中子產額在一定情況下成線性關系[28],所以由氣泡個數(shù)可直接計算出中子產額.圖2所示為BD-PND型號的氣泡探測器,其中圖2(a)和圖2(b)分別是使用相機和讀出儀拍攝的實驗前的氣泡探測器,圖2(c)是使用讀出儀拍攝的實驗后的氣泡探測器.

相對于閃爍體探測器[29?31]和CR-39探測器[32],氣泡探測器有很多優(yōu)點,它對X射線不敏感,且操作靈活,實驗后對數(shù)據(jù)的處理也比較簡便,極大地提高了實驗效率.實驗中使用了多個不同靈敏度的BD-PND型號的氣泡探測器來探測氘-氘核反應的中子產額及其角分布.表1為本次實驗所使用的氣泡探測器的主要參數(shù),方位是以薄膜靶法線方向為0?,順時針方向為正方向.

圖2 BD-PND型號氣泡探測器 (a)氣泡探測器外觀;(b)實驗前的氣泡探測器;(c)實驗后的氣泡探測器Fig.2.The BD-PND bubble detectors:(a)The exterior of the bubble detectors;(b)the bubble detector before the experiment;(c)the detector after the experiment.

表1 氣泡探測器的主要參數(shù)Table 1.Main parameters of the bubble detector.

圖3 靶室內探測器的布局示意圖Fig.3.Layout of the experimental diagnostics in the target chamber.

氣泡探測器不能直接放置在真空靶室內,實驗中的氣泡探測器放在密封的金屬殼(材料是Al,厚度為2 mm)內,然后再放置在靶室內,其位置如圖3所示.為了同時測量氘離子的能譜信息,在與靶后法線方向平行、距離次級靶85 mm的位置放置了多通道湯姆孫譜儀[33].譜儀采用8個針孔陣列,可對以靶后法線方向為中心±4?內的離子束的能譜進行測量,針孔直徑均為60μm.高能氘離子束的角分布由放置在靶后法線方向上距離為70 mm的輻射變色薄膜(RCF)和多通道離子譜儀測量[33].

3 實驗結果與討論

3.1 數(shù)據(jù)處理

皮秒激光與主靶相互作用,通過TNSA加速機制產生高速運動的氘離子.產生的氘離子再與次級靶相互作用,發(fā)生D(d,n)核反應從而產生中子.通過BD-PND型號氣泡探測器測量得到氣泡個數(shù),利用N=AS/(MR?)對實驗數(shù)據(jù)進行處理:其中N為每單位立體角內的中子產額,A表示氣泡探測器測量得到的氣泡個數(shù),S表示氣泡探測器相對于靶的橫截面積,R表示靈敏度,M表示靈敏度為1 bub/mrem時氣泡數(shù)與n/cm2的對應關系[34],?表示氣泡探測器與氘-氘中子源所對應的立體角.通過對測量的氣泡數(shù)進行處理,得到中子束的最大強度為5.13×107n/sr.測量得到的中子角分布如圖4所示,其中,071為10μm的薄靶(大小為4 mm×0.5 mm),072和076為2 mm的厚靶(大小為4 mm×4 mm).相比較而言,薄靶的中子產額遠低于厚靶.主要原因有兩點:一是薄靶的橫向尺寸較小,不足以覆蓋整個加速離子束,兩側有大量離子并未參與核反應;二是薄靶的厚度較低,高能離子穿過靶后,能量并未完全沉積在靶內進行核反應.圖4中的紅色圓圈和黑色空心圓圈為相同實驗條件下兩個發(fā)次的2 mm CD靶產生的中子束角分布的實驗結果.從圖中可以看出,在相同實驗條件下實驗結果的重復性是比較高的,這進一步驗證了實驗的穩(wěn)定性,同時為單發(fā)實驗結果的可靠性提供了支持.圖中0?方向為薄膜靶的法線方向(即高能氘離子的入射方向).從圖中可以看出,中子的產額具有一定的方向性,氘離子入射方向上的中子產額最大,約是靶平面方向上產額的2.4倍.需要指出的是,在Roth等[15]的實驗中,利用TNSA加速機制產生的離子驅動產生的中子并沒有明顯的方向性,其原因可能有兩方面:一是Roth實驗中使用一層50μm厚的銅薄膜和兩層50μm厚的塑料薄膜對鈹靶進行了保護,這對入射的質子束有一定的散射作用;二是Roth實驗中在TNSA加速機制下大部分中子由高能質子和9Be的反應產生,其角度能量微分截面數(shù)據(jù)顯示,當入射質子能量小于20 MeV且能量連續(xù)分布時,產生中子的角分布接近于各向同性,只有在質子更高能量時中子發(fā)射的各向異性才能體現(xiàn)出來.而本文中,中子主要由氘-氘核反應產生.其角度能量微分截面顯示在入射氘離子能量小于4 MeV且能量連續(xù)分布時,其各向異性就已經體現(xiàn)出來了.

圖4 應用氣泡探測器測量得到的氘-氘核反應的中子角分布Fig.4.Neutron angular distribution obtained by deuteriumdeuteron reaction.

3.2 理論驗證

在質心坐標系下,氘-氘核反應的微分截面可以由下式得到:

(2)和(3)式分別表示的是質心系和實驗室系的角度和角分布微分截面的轉換關系.

在實驗室坐標系下,對應于厚的碳氘靶,單個氘離子射入靶后和相對靜止的氘離子碰撞產生能量為En(EL,θL)的中子的概率為

其中A為與角度無關的常數(shù).由于超強激光與薄膜靶相互作用加速得到的氘離子的能量是連續(xù)分布的,而氘-氘核反應角分布的微分截面隨著入射氘離子能量的增大是逐漸增大的,為了簡化計算,我們分別取入射氘離子能量為1 MeV和3 MeV來進行計算.

圖5 湯姆孫譜儀測量的氘離子束能譜Fig.5.Energy distribution of the deuteron beam measured by the Thomson spectrometer.

圖6給出了最終計算得到的實驗室坐標系下中子的角分布概率,圖中0?對應于薄膜靶的法線方向,即高能氘離子束的入射方向;紅色和淺綠色的線分別表示理論計算的氘離子能量為1 MeV和3 MeV時中子的角分布概率;圓圈代表實驗得到的中子強度,其中紅色圓圈是10μm薄靶的中子產額縮小107倍得到的,紫色、綠色的圓圈是2 mm厚靶的中子產額縮小3×107倍得到的.上述計算是基于氘離子垂直入射的情況,沒有考慮氘離子的角分布.實驗中,通過RCF和多通道離子譜儀測量得到的離子束的發(fā)散角約為16?,考慮到氘離子的角分布情況,中子的發(fā)散角會在該計算結果的基礎上有所展寬,但中子角分布的趨勢不會改變.從圖中可以看出,紫色和綠色圓圈對應的厚靶產生的中子束偏離了各向同性,在入射氘離子的方向上獲得的中子產額約為垂直方向上的2.4倍.而紅色圓圈對應的薄靶由于靶后有其他探測設備,只測量了3個方位的中子產額,其產額從靶平面方向到靶后法線方向也具有逐漸增大的趨勢.綜合以上3發(fā)數(shù)據(jù),可以看出實驗得到的中子角分布趨勢與理論計算的基本一致.這對氘-氘中子源在實際的應用中具有一定的參考意義.

圖6 實驗測得的中子角分布和理論計算結果的對比圖中紅線和綠線分別代表入射氘離子能量為1 MeV和3 MeV時計算得到的中子角分布;紅色、紫色、綠色的圓圈分別代表071發(fā)薄靶、072和076發(fā)厚靶的中子產額,其縮小倍數(shù)分別為1×107,3×107,3×107Fig.6.Comparison of the experimental results of the neutron angular distributions and the calculated neutron distributions.The red line and the green line represent the neutron angular distributions when 1 MeV and 3 MeV deutrons are incident on the target.The red,purple and green circles represent the neutron yield of 071 thin target,072 and 076 thick targets respectively.The yields were reduced by 1×105,5×105 and 5×105respectively in the purpose of comparison.

4 結 論

本文利用強激光與碳氘薄膜靶相互作用產生的高能氘離子束撞擊碳氘靶獲得中子束.利用氣泡探測器對氘-氘核反應產生的中子的產額和角分布進行了測量.實驗結果表明,中子束的角分布呈現(xiàn)出了各向異性,在高能氘離子束入射方向上的中子產額要高于垂直方向上的產額.這一角分布與理論計算結果是基本一致的.實驗中獲得的中子束的最大強度為5.13×107n/sr.