Ion Acceleration driven by High-Intensity Laser Pulses Dissertation der FakultÄatfÄurPhysik der Ludwig-Maximilians-UniversitÄatMÄunchen vorgelegt von JÄorgSchreiber aus Suhl MÄunchen, den 03.07.2006 1. Gutachter: Prof. Dr. Dietrich Habs 2. Gutachter: Prof. Dr. Ferenc Krausz Tag der mÄundlichen PrÄufung:6. September 2006 Zusammenfassung Die vorliegende Arbeit befa¼t sich mit der Ionenbeschleunigung von Hochinten- sitÄatslaser-bestrahlten Folien. MÄogliche Anwendungen dieser neuartigen Ionen- strahlen reichen von kompakten Injektoren fÄurkonventionelle Partikelbeschleu- niger Äuber die schnelle ZÄundungprekomprimierter Fusionstargets bis zur Onkologie und Radiotherapie mit Ionen. DarÄuber hinaus wird Protonenradiography schon heute zum Studium der Dynamik Lasererzeugter Plasmen mit ps-Zeitaufl¨osung eingesetzt. Im Rahmen dieser Arbeit wurde ein analytisches Modell entwickelt, basierend auf der Oberfl¨achenladung, die durch die auf der FolienrÄuckseite austretenden laserbeschleunigten Elektronen erzeugt wird. Dieses Feld wird fÄurdie Dauer des Laserimpulses ¿L aufrechterhalten, ionisiert Atome an der FolienrÄuckseite und beschleunigt die Ionen. Die vorhergesagten Maximalenergien der Ionen Em stim- men gut mit den experimentellen Resultaten dieser Arbeit und verschiedenener Gruppen weltweit Äuberein (Abb. 1). Neben Protonen, die aus Kohlenwassersto®verunreinigungen auf den Folien- oberfl¨achen stammen, werden auch schwerere Ionen, wie zum Beispiel Kohlen- sto®, beschleunigt. Mit der Schneidenmethode konnten neben der Veri¯kation der aus zahlreichen Messungen bekannten QuellgrÄo¼envon Protonen auch die QuellgrÄo¼ender verschiedenen Kohlensto²adungszustÄandebestimmt werden. Aus der UnterdrÄuckung hoher LadungszustÄandeweit entfernt vom Zentrum der Emis- sionszone konnte die radiale Feldverteilung des Beschleunigungsfeldes abgeleitet werden (Abb. 2), dessen radiale Ausdehnung die GrÄo¼edes Laserfokus um zwei 1.2 Figure 1: Ver- 2 / 1.0 1 gleich experimenteller ) Ergebnisse mit dem ¥ , i 0.8 E analytischen Modell / NOVAPW m (Kurve). Die Sym- 0.6 E RALVULCAN ( RALPW bole zeigen die von = GEKKO MBI verschiedenen Grup- X 0.4 LULI MPQ JANUSP pen experimentell LULI2 0.2 LULIheavy ASTRA bestimmten Maxi- LOA TRIDENT JETI malenergien Em als 0 0 1 2 3 4 5 6 7 8 Funktion der Dauer der Laserimpulse ¿L. tL/t0 Figure 2: Radiale 101 Feldverteilung an der C5+ F th FolienrÄuckseite einer d = 5 ¹m dicken Alu- miniumfolie bestrahlt 100 mit einem Laserimpuls mit einer IntensitÄat von C4+ 19 2 F th 2 ¢ 10 W=cm in einem 10-1 Fokus mit dFWHM = 5 ¹m Acceleration field [TV/m] FC3+ d=5µm th Durchmesser. Die mit den Max C2+ F th Fehlerbalken gekennzeich- d =2r =5µm 10-2 FWHM L neten Grenzen markieren 50 100 150 200 250 die Schwellen fÄur se- laser distance from center [µm] quenzielle Feldionisation Fth. GrÄo¼enordnungen Äubertri®t. Desweiteren konnte mit Hilfe von vergrabenen Schich- ten gezeigt werden, da¼ das elektrische Feld Ionen aus einer Tiefe von 50 nm er- reichen kann. Aus diesen Einsichten wurde geschlu¼folgert, da¼ monoenergetische Ionenstrahlen durch die EinschrÄankungder Quelle sowohl in ihrer Dicke (< 50 nm) als auch transversal zu einer kleinen FlÄache mit einem Durchmesser der GrÄo¼des Laserfokus (< 10 ¹m), erzeugt werden kÄonnen.Dies bedeutet, da¼ alle Ionen die gleiche elektrische FeldstÄarke wÄahrendihrer Beschleunigung spÄuren. In einigen Experimenten wurden die bestrahlten Folien geheizt, um die Kohlen- wassersto®verunreinigungen zu entfernen, so da¼ schwerere Ionen von Lithium bis Wolfram e®ektiv beschleunigt werden konnten. Die beobachteten Ladungszus- tandsverteilungen ÄahneltenGleichgewichtsladungsverteilungen, wie man sie von Ionen hinter einem Strippermaterial erwartet. Da der Einfluß des Restgases in der Experimentierkammer ausgeschlossen werden konnte, mu¼ sich die Gleichgewicht- sladungsverteilung nahe der FolienrÄuckseite, wo auch die eigentliche Beschleuni- gung statt¯ndet, einstellen. Die Erkenntnisse dieser Arbeit fÄuhrtenzu einem verbesserten VerstÄandnisdes Prozesses der Ionenbeschleunigung mit HochintensitÄatslasernwie sie heutzutage verwendet werden [1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11, 12]. Die neuartigen Ionenstrahlen kÄonnten ihre Anwendung in der Radiotherapie ¯nden. Die dafÄurnotwendigen monoenergetischen Protonen mit Energien von 140 MeV kÄonnenmit den kÄunftig weit verbreiteten PW-Lasersystemen erzeugt werden. Abstract Within the framework of this thesis the ion acceleration from foils irradiated by high-intensity laser pulses was studied. The application of such laser accelerated ion beams could reach from compact fast-ion injectors for conventional particle accelerators over fast ignition for inertial con¯nement fusion to oncology and ra- diotherapy with ion beams. Proton imaging of laser produced plasmas is one application which had already great impact in exploring laser plasma dynamics with ps time resolution. For all applications it is necessary to understand the physical processes to be able to control the properties of the ion beam. In this work an analytical model could be derived which is purely based on the surface charge created by the laser accelerated electrons which pass the target and exit into vacuum at the rear side. The ¯eld of this surface charge is maintained for the duration of the laser pulse ¿L and, after ¯eld-ionizing atoms at the target rear side, accelerates the ions. The predicted maximum ion energies Em are in good agreement with experimental results obtained in this work and by other groups all over the world (Fig. 3). The found scalings are also con¯rmed by recent PIC simulations. In addition to protons also the acceleration of heavier ions was investigated. The appearance of di®erent charge states raised questions about their origin for a long time. In all experiments heavy ions such as carbons are accelerated along with protons. Using the knife edge method not only the large source sizes for protons could be veri¯ed but also the source sizes of the di®erent carbon charge states 1.2 Figure 3: Com- 2 parison of experimen- / 1.0 1 ) tal results with an- ¥ , i 0.8 alytic model (solid E / line). The sym- NOVAPW m 0.6 bols denote the ex- E RALVULCAN ( RALPW = perimentally obtained GEKKO MBI X 0.4 maximum ion ener- LULI MPQ JANUSP LULI2 gies Em from di®erent 0.2 LULIheavy ASTRA LOA laser systems all over TRIDENT JETI 0 the world as a func- 0 1 2 3 4 5 6 7 8 tion of the laser pulse tL/t0 duration ¿L. Figure 4: Radial pro¯le 101 C5+ of the maximum ¯eld at F th the rear side of a d = 5 ¹m thick aluminum tar- 100 get irradiated by a laser pulse with an intensity of 19 2 C4+ 2 ¢ 10 W=cm in a focal F th 10-1 spot of dFWHM = 5 ¹m Acceleration field [TV/m] FC3+ full width at half maxi- d=5µm th mum diameter. The lim- Max C2+ F th d =2r =5µm its marked by the error 10-2 FWHM L 50 100 150 200 250 bars represent the thresh- laser distance from center [µm] old ¯elds for sequential ¯eld ionization Fth. could be estimated. The suppression of high charge states at large distances from the center of the emission zone could be used to derive a radial ¯eld distribution (Fig. 4). The radial extension was found to exceed the focal spot size by 2 orders of magnitude. Additionally the longitudinal extension of the electric ¯eld inside the target was estimated by using buried layers. It was found that the ¯eld reaches ions in the target up to a depth of 50 nm. These insights led to the understanding of how mono-energetic ion beams can be produced by constraining the source to a thin layer (< 50 nm) and a small area with a diameter of the order of the laser focal spot (< 10 ¹m). Thus, the ¯eld does not considerably change over the source layer, i.e., all ions are accelerated in the same ¯eld. A number of experiments were performed with heated targets where all hydrogen contaminants were removed thus allowing for an e®ective acceleration of heavier ions reaching from lithium to tungsten. The observed charge state distributions resembled equilibrium charge state distributions as one would expect from ions passing a stripper medium. The influence of the residual gas in the target chamber could be ruled out, concluding that the charge state distribution arranges near the rear side of the foil where also the acceleration takes place. The insights attained in this work did lead to a good understanding of the process of ion acceleration with nowadays high-intensity laser pulses [1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11, 12]. Possible applications are seen in the radiotherapy with ion beams where the required mono-energetic proton beams with energies of 140 MeV could be achieved with PW-class lasers. Contents 1 Introduction 1 1.1 History of laser-ion acceleration . 1 1.2 Recent results . 2 1.3 Thesis structure . 3 2 Theory 5 2.1 Laser-electron interaction . 5 2.1.1 Interaction with a single electron . 5 2.1.2 Interaction with a plasma . 7 2.2 Ion acceleration . 8 2.3 Numerical models . 13 2.3.1 Particle-in-cell simulations . 13 2.3.2 Hybrid and other numerical models . 14 2.3.3 Plasma expansion model (PEM) . 14 3 Analytic Model 17 4 Experimental Setup and Diagnostics 23 4.1 General setup and laser systems . 23 4.2 The Thomson parabola spectrometer . 25 i ii CONTENTS 4.3 The detector . 28 4.4 Typical spectrum . 30 5 Experiments 32 5.1 Variation of experimental parameters . 32 5.2 Source-size measurements . 36 5.3 Ion acceleration from buried layers . 39 5.4 Mono-energetic ion beams . 41 5.5 Acceleration of heavy ions (Z>1) . 42 6 Discussion 44 6.1 Potential of the analytical model . 44 6.1.1 Comparison with published results . 44 6.1.2 The optimal pulse duration . 45 6.1.3 Heavy Ions in the analytical model . 47 6.1.4 Limitations of the analytical model . 48 6.2 Interpretation of the scraper measurement . 49 6.2.1 The radial ¯eld pro¯le .