лазерный термоядерный синтез

ЛАЗЕРНЫЙ ТЕРМОЯДЕРНЫЙ СИНТЕЗ (ЛТС) - одно из направлений в исследованиях по управляемому термоядерному синтезу (УТС), основанное на способности лазеров концентрировать энергию в малых объёмах вещества "10^-6 см³) за короткие промежутки времени (<10^-10-10^-9 с) и использующее инерциальное удержание плазмы. Эта способность лазеров обеспечивает наиб. высокое из известных сейчас контролируемое выделение энергии (10¹⁹-10²⁰ Вт/см³), сжатие и нагрев термоядерного горючего до высокой плотности (10²⁶ см^-3) и темп-ры (10 кэВ), при к-рых уже возможны термоядерные реакции. В отличие от магнитного удержания плазмы в УТС, в ЛТС время удержания (т. е. время существования плазмы с высокой плотностью и темп-рой, определяющее длительность термоядерных реакций) составляет 10^-10- 10^-11 с, поэтому ЛТС может осуществляться только в импульсном режиме. Предложение использовать лазеры для целей УТС впервые было высказано в Физ. институте им. П. Н. Лебедева АН СССР в 1961 Н. Г. Басовыми О. Н. Крохиным.

Термоядерное горючее (равнопроцентная смесь дейтерия и трития) и окружающие его слои др. веществ, имеющие разл. функциональное назначение, образуют лазерную мишень. Полное число термоядерных реакций в мишени заданной массы пропорц. nt. С ростом плотности п термоядерного горючего скорость реакции растёт линейно, а время инерциального удержания т уменьшается пропорц. размеру сжатой плазмы и зависит от геометрии мишени: - для сферы, - для цилиндра, - для плоского слоя. Наиб. предпочтительной формой сжимаемой мишени оказывается сферическая:

В совр. ЛТС исследуется сжатие сферич. DT-мишени под действием на неё коротковолнового (1 мкм) и длинноволнового (1 мкм<10,6 мкм) лазерного излучения (ЛИ), а также рентгеновского, образующегося в результате конверсии лазерного излучения. Ниже будет рассматриваться только действие ЛИ, условное деление к-рого на коротковолновое и длинноволновое определяется физ. процессами в мишени.

Физические процессы в мишени [1-3]. Сферич. лазерная термоядерная мишень содержит ряд концентрич. сферич. оболочек. Внешняя (испаряемая) - аблятор, затем слой, аккумулирующий кинетич. энергию при движении к центру симметрии, далее возможно расположение теплоизолирующих слоев и экранов, предохраняющих внутр. слой из DT-льда (или газа под давлением от единиц до сотен атмосфер) от предварительного прогрева быстрыми электронами и реятг. излучением из короны.

ЛИ фокусируется сферически-симметрично на поверхность мишени. При плотности потока q10¹⁴ Вт см² за времена, много меньшие длительности лазерного импульса ( 10^-9 с), вещество аблятора испаряется, диссоциирует, ионизуется и превращается в плазму (т. н. корону) с характерными темп-рой Т10⁷ К 1 кэВ и плотностью п_е10¹⁸-10²² см , разлетающуюся навстречу лазерным лучам со скоростью 300 1000 км/с. Далее ЛИ распространяется по плазме вплоть до слоя с критич. плотностью n_Кр, связанной с длиной волны ЛИ соотношением

где т_е, e - масса и заряд электрона.

ЛИ взаимодействует с плазмой: преломляется, отражается, поглощается и рассеивается. Осн. механизмы поглощения: тормозное; резонансное, связанное с возбуждением плазменных колебаний вблизи n_кр продольной (вдоль градиента плотности) компонентой электрич. поля ЛИ, возникающей при наклонном падении лазерного луча на мишень; аномальные (нелинейные, параметрические) процессы (напр., распад лазерного фотона на два плазмона).

Осн. виды рассеяния (и, следовательно, отражения) ЛИ - это вынужденное комбинационное рассеяние и Мандельштама - Бриллюэна рассеяние. Комптоновское рассеяние в "короне" мишени не существенно.

Для коротковолновых лазеров при q10¹⁴ Вт/см² определяющим является тормозное поглощение; при n_е-n_кр коэф. поглощения

С увеличением плотности потока роль тормозного поглощения падает (т. к. Т) и возрастает значение резонансного поглощения.

Для длинноволновых лазеров практически во всём исследованном для целей ЛТС диапазоне потоков ЛИ определяющим является резонансное поглощение. В этом случае частота плазменных колебаний вблизи n_кр находится в резонансе с частотой ЛИ, что приводит к существенному (в десятки раз) увеличению амплитуды электрич. иоля плазменных колебаний, на к-ром происходит ускорение электронов. Т. о., область плазмы с плотностью является зоной поглощения излучения и генерации т. н. быстрых электронов. При резонансном поглощении поляризованного света в оптимальных условиях, определяемых углом наклона падающих лучей, поглощается ок. 50% падающего излучения. Спектр быстрых электронов приближённо имеет Максвелла распределение ,их темп-pa T_б.э. в 10 раз выше темп-ры плазменных электронов и может быть определена с помощью интерполяционных ф-л:

Здесь q выражено в Вт/см², в мкм и Т в кэВ.

Для длинноволновых лазеров, когда вся поглощённая энергия переходит в быстрые электроны, их количество N_б.э., возникающее в единицу времени, может быть определено из равенства поглощённой лазерной мощности Q энергии рождающихся (в единицу времени) быстрых электронов: Q=N_б.э.*(3/2)T_б.э..

Экспериментально установлено, что доля поглощённой энергии при q10¹⁴ Вт/см² и t_лаз10^-9 с составляет 0,25-0,9 для лазеров с длинами волн 10,6 - 0,26 мкм соответственно.

Дальнейший перенос энергии из зоны поглощения в более плотные слои мишени (п_е10²³ см^-3) осуществляется электронами (электронная теплопроводность). Тепловой поток приводит к испарению и нагреву новых частей вещества аблятора, в результате чего вся лазерная энергия преобразуется в тепловую и кинетич. энергию разлетающегося вещества. На границе испарения формируется импульс т. н. абляционного давления, складывающегося из теплового давления и реактивного давления разлетающейся плазмы (при темп-ре 1 кэВ, скорость разлёта в более плотные слои к центру мишени составляет 300 км/с, давление более 10⁶ атм).

Под действием этого давления неиспарённая часть мишени движется к центру симметрии и сжимается. Как правило, длительность лазерного импульса примерно равна времени сжатия. Для мишени в виде тонкой оболочки процесс сжатия описывается т. н. моделью тонкой оболочки:

( - масса оболочки, R - текущий радиус мишени, - толщина оболочки, - плотность оболочки, и - скорость сжатия, - скорость разлёта "короны"). Решение зависит от единственного параметра . Важными величинами являются скорость сжатия u=(0,5-1) и кинетич. энергия оболочки Ми²/2. Величина , наз. гидродинамической эффективностью, определяет долю поглощённой энергии, перешедшей в кинетич. энергию сжимающейся оболочки, по отношению ко всей энергии ЛИ. Это важный параметр для характеристики энергетич. проблемы ЛТС. В сферич. мишенях она зависит от и составляет 3-15%; в предельном случае плоского слоя (R ) может достигать 41%. Одновременно с трансформацией поглощённой энергии в кинетическую происходит сжатие термоядерного горючего и неиспарённого вещества оболочки ударными волнами и адиабатич. сжатие за счёт движения оболочки, играющей роль поршня. Препятствиями к достижению сверхвысокого сжатия являются: нагрев вещества ударными волнами, быстрыми электронами, рождающимися при поглощении ЛИ, и рентг. излучением из "короны"; рэлсевская-тейлоровская неустойчивость (см. Неустойчивости плазмы)процесса сжатия, связанная с неоднородностями мишени и распределением поглощённой энергии на её поверхности. Препятствия первой группы устраняются выбором соответствующего диапазона плотности потока (10¹⁴-10¹⁵ Вт/см²) и длины волны лазера (0,3-0,5 мкм), временной формы лазерного импульса и устройства мишени. Для устойчивого сжатия мишени относительная точность в её изготовлении должна быть не менее 1%, а колебания однородности облучения не более 5%. Как показывают теоретич. расчёты, при выполнении этих условий периферийная часть термоядерного горючего может быть сжата до плотности 10²-10³ г/см³ при темп-ре 0,5-1 кэВ, а центр. часть (1-10% от всей массы DT-горючего) нагрета до 10 кэВ (10⁸ К) при меньшей плотности (5- 50 г/см³), что достаточно для возбуждения самоподдерживающейся термоядерной реакции. Термоядерное воспламенение происходит вблизи центра симметрии мишени, а затем распространяется на периферию.

Центр мишени можно окружить спец. теплоизо-лирующими слоями, облегчающими инициирование термоядерных реакций. Для развития интенсивного горения центр. зона (Т10 кэВ) должна быть достаточной по размерам для замедления и сохранения в ней -частиц, образующихся в результате термоядерных реакций и имеющих энергию 3,6 мэВ. Размер d центр. зоны можно определить из сравнения его с длиной замедления -частпц указанной энергии: nd0,2- 0,4 г/см².

Расчётный коэф. усиления К (отношение выделившейся термоядерной энергии к энергии лазера) может достигать 10²-10³, что достаточно (в случае подтверждения этих данных на опыте) для создания экономически рентабельной термоядерной электростанции.

Для осуществления микровзрыва с таким коэф. усиления энергия лазерного импульса должна составлять 1-3 МДж, а для демонстрации физ. порога зажигания достаточно нескольких сотен кДж.

Энергетика ЛТС. На рис, 1 представлена возможная схема использования ЛТС в замкнутом энергетич. цикле с полезным энергетич. выходом. Энергия лазера в реакторе трансформируется в термоядерную с коэф. усиления К. Затем происходит частичное преобразование термоядерной энергии в электрическую и тепловую (1-)К, где - кпд системы преобразования. Часть энергии (, - кпд лазера) необходимо вернуть в систему для накачки лазера. Т. о., полезный энергетич. выход в виде электрич. энергии составляет , остальная энергия реализуется в виде тепла. При определ. отношении электрич. энергии к тепловой получается зависимость необходимой эффективности лазера от коэф. усиления (рис. 2). При кпд лазера 3% необходим коэф. усиления 170, при коэф. усиления >10³ эффективность используемых лазеров может быть снижена до 0,5%,

Рис. 1. Схема замкнутого энергетического цикла с использованием ЛТС.

Термоядерный микровзрыв мишени и последующее использование и преобразование энергии осуществляется в лазерном термоядерном реакторе.

Лазер для энергетич. реактора, по совр. представлениям, должен обладать след. параметрами: энергия 1-3 МДж; длительность импульса (2-3)*10^-8с; 0,25-0,5 мкм; кпд 5-10%; частота повторения импульсов 1-10 Гц; расходимость луча должна быть достаточной для фокусировки её на мишень размером 1 см при транспортировке энергии на 30-50 м до камеры реактора.

Рис. 2. Зависимость необходимой эффективности лазера h от коэффициента усиления реактора.

Крупнейшие действующие лазерные установки (1987)

Современное состояние исследований. Исследования ЛТС проводятся в СССР, США, Японии, Великобритании, Франции, ФРГ, ПНР, ГДР, ЧССР и (в меньших масштабах) в др. странах.

Осн. эксперим. результаты: коэф. поглощения до 90% (при =0,25 мкм); скорость разлёта оболочки к центру мишени 200км/с; сжатие D T-горючего 20 г/см³ (при темп-ре 0,5 кэВ); параметр 10¹⁶ см^-3 с; темп-pa DT7 кэВ (при плотности 0,1- 0,3 г/см³); нейтронный выход 10¹¹ нейтронов. Эти характеристики были получены в разл. экспериментах в лабораториях СССР, США и Японии. Предполагается, что демонстрационный лазерный термоядерный реактор будет построен в 90-х гг. 20 в.

Лит.: Басов Н. Г., Розанов В. Б., Соболевский Н. М., Лазерный термоядерный синтез в энергетике будущего, "Изв. АН СССР. Энергетика и транспорт", 1975, №6, с. 3; Бракнер К., Джорна С., Управляемый лазерный синтез, пер. с англ., М., 1977; Афанасьев Ю. В. и д р., Взаимодействие мощного лазерного излучения с плазмой, в кн.: Итоги науки и техники. Радиотехника, т. 17, М., 1978; Теория нагрева и сжатия низкоэнтропийных термоядерных мишеней, "тр. ФИАН", 1982, т. 134; Басов Н. Г. и др., Нагрев и сжатие термоядерных мишеней, облучаемых лазером, в кн.: Итоги науки и техники. Радиотехника, т. 26, ч. 1-2, М., 1982. Е. Г. Гамалий, В. Б. Розанов.

   <<      Предметный указатель      >>