Текст
{?]Т]Г11ПГ|ГГГЗг,АЬСДНЬ1Й УНИВ^РСИТЕ
cJ L1J L1J LkJ l_3 естественнонаучный ф,т«упьт> т
Н.ГБЛСОВ. И.Г./1ЕБО. В. Б РОЗАНОВ
ФИЗИКк
/ИЗЕРНОГО
ТЕРМОЯДЕРНОГО
СИНТЕЗк
ЕЛ Г1! Fl Fl ГГ| ГЗ НАРОДНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ
EJ 1x1 LmJ IxJ LU U3 естественнонаучный факультет
Издается с 1961 г.
Н.Г Басов,
академик
ИГЛебо,
кандидат физико-математических наук
В Б. Розанов,
доктор физико-математических наук
ФИЗИКК
ЛАЗЕРНОГО
ТЕРМОЯДЕРНОГО
СИНТЕЗк
ИЗДАТЕЛЬСТВО „ЗНАНИЕ"
МОСКВА
1988
ББК 22.38
Б 27
БАСОВ Николай Геннадиевич — один из основоположников квантовой
радиофизики, академик, член Президиума АН СССР, председатель
Правления Всесоюзного общества «Знание». Директор Физического
института им. П. Н. Лебедева АН СССР (ФИАН), .дважды Герой
Социалистического Труда, лауреат Ленинской и Нобелевской премий.
Автор более 500 научных трудов.
ЛЕБО Иван Германович — специалист в области физики ЛТС и ма-
тематического моделирования физических процессов на ЭВМ, кандидат
физико-математических наук. Научный сотрудник ФИАНа. Автор более
50 научных трудов.
РОЗАНОВ Владислав Борисович — один из ведущих специалистов
в области физики плазмы и проблем термоядерной энергетики, про-
фессор, доктор физико-математических наук, заведующий сектором
ФИАНа, лауреат Ленинской и Государственной премий. Автор более
200 научных трудов.
Рецензенты: Курдюмов С. П., член-корреспондент АН СССР;
Змитренко Н. В., Филюков А. А., кандидаты физико-мате-
матических наук
Редактор Н. И. ФЕОКТИСТОВА
Басов Н. Г., Лебо И. Г., Розанов В. Б.
Б 27 Физика лазерного термоядерного синтеза.—М.: Зна-
ние, 1988.— 176 с.+ 8 с. вкл.— (Нар. ун-т. Естественно-
научный фак.).
85 к 25 000 экз.
Книга посвящена лазерному термоядерному синтезу, одному из наиболее перспек-
тивных и быстроразвивающихся направлений в решении проблемы создания неограни-
ченных экологически чистых источников энергии.
Физика ЛТС имеет большое познавательное значение, так как она основана на ряде
фундаментальных идей квантовой механики, физики лазеров, гидродинамики и ядерной
физики.
Книга рассчитана на преподавателей, студентов и слушателей народных универси-
тетов естественнонаучных знаний.
г 1604070000 — 083оо
Ь — 10—оо
073(02) - 88
ББК 22.38
ISBN 5—07—000011—х
(§) Издательство «Знание», 1988 г.
ПРЕДИСЛОВИЕ
Эта книга — о физике лазерного термоядерного синтеза
(в дальнейшем сокращенно ЛТС), то есть о том, какие физи-
ческие процессы и явления происходят в лазерной плазме,
когда в контролируемых условиях осуществляется термоядер-
ная реакция, инициируемая лазерным лучом. Пытаясь загля-
нуть в будущее, авторы думают, что в следующем, XXI веке
с помощью ЛТС будет добываться значительная доля всей
энергии, необходимой для существования человеческого об-
щества. Читатель вправе спросить: нужно ли об этом писать
в популярной литературе и кому адресована эта книга?
Сейчас каждый из нас примерно представляет, как добывает-
ся уголь или нефть, и как это топливо затем сжигается
в различных установках для производства полезной работы
или электроэнергии. Подробное описание физики этих процес-
сов интересно, скорее всего, только специалистам.
Авторы задавали себе подобные вопросы, и вот что они
хотели бы сказать. Нам представляется, что изменится само
понятие проблемы энергетики. Из важной и серьезной, в ос-
новном для специалистов, она станет одной из самых главных
проблем, затрагивающей интересы каждого жителя нашей
планеты. Поскольку читатель следит за событиями в мире,
то он поймет, что в настоящее время совершается такой
переход. Вот его признаки — нефтяные кризисы 70-х годов,
ужесточение режимов экономии энергии и интенсивное раз-
витие энергосберегающей технологии, широкое внедрение
атомной энергетики (в европейской части нашей страны и во
Франции уже сейчас основной прирост энергии происходит
за счет атомных станций), проблемы охраны окружающей
среды, связанные с развитием энергетической промышленно-
сти, в том числе острые проблемы безопасности атомных
электростанций, освоение все более труднодоступных (а сле-
довательно, и более дорогих) месторождений полезных иско-
паемых, и многое другое. Все эти вопросы привлекают вни-
мание людей, принадлежащих к разным слоям человеческого
з
общества, становятся предметом широких дискуссий. В бу-
дущем, по нашему мнению, благосостояние общества еще
в большей степени, чем сейчас, будет определяться уровнем
развития энергетики.
Далее, уже длительное время физика является лидирую-
щей наукой с точки зрения удовлетворения практических
нужд общества и его любознательности. Заметим, что мы
ни в коей мере не хотели бы умалить все возрастающую
роль в жизни общества химии, биологии, информатики и дру-
гих наук.
Основой пристального внимания со стороны общества
к физике являются ее уникальная способность удовлетворять
его практические нужды (например, открытие и широкое
применение электричества, атомной энергии, полупроводников,
лазеров и многое другое), возможность насытить извечную
склонность человека к созданию стройной, логически ясной
картины мира (теория относительности, теория зарождения
и эволюции Вселенной), необыденность и загадочность от-
дельных явлений (таких, как сверхтекучесть или сверхпро-
водимость), серьезные социальные последствия научных от-
крытий (например, последствия ядерной войны). Мы пола-
гаем, что в нашей книге затронуты все перечисленные ас-
пекты — и возможность решения крупнейшей проблемы
(энергетической), и философская сторона — почему именно
лазеры дают такую возможность, и современная физика.
Мы старались написать книгу так, чтобы она была по-
нятна и интересна читателям с различной подготовкой —
школьникам, студентам, преподавателям, инженерам и науч-
ным работникам. Можно пропустить то, что непонятно, и пусть
вас не пугают формулы и числа. Для того чтобы более под-
готовленный читатель мог найти для себя кое-что полезное
и интересное, мы включили в книгу обобщение эксперимен-
тальных данных, качественный анализ протекающих процес-
сов, упрощенную интерпретацию сложных физических яв-
лений.
В лазерном термоядерном синтезе соединились два наи-
более замечательных открытия XX века — термоядерные ре-
акции и квантовая генерация света, для того чтобы подарить
человечеству практически неисчерпаемый источник энергии.
Если нам удалась попытка рассказать об этом полно и ин-
тересно, мы будем считать свою задачу выполненной.
I
Г/WBk
КАК ПОДЖЕЧЬ
ТЕРМОЯДЕРНУЮ РЕАКЦИЮ!
УСЛОВИЯ РАЗВИТИЯ
РЕАКЦИЙ СИНТЕЗА ЯДЕР
При слиянии ядер легких элементов образуются более
тяжелые элементы, при этом выделяется избыточная энергия
в виде кинетической энергии заряженных частиц и нейтронов,
а также электромагнитное излучение (гамма-излучение). Од-
нако слиянию ядер препятствуют электрические силы растал-
кивания. Ядерные силы сцепления являются короткодействую-
щими, их характерный радиус действия (гя) в тысячи раз
меньше размеров даже самых малых атомов и составляет
приблизительно 10~13 см, в то время как электрические силы
являются сравнительно дальнодействующими. По мере сбли-
жения двух ядер электрическая сила расталкивания возраста-
ет, согласно закону Кулона, обратно пропорционально квадрату
расстояния между этими ядрами. Таким образом, для того
чтобы ядра слились и образовали новый элемент, выделив
при этом избыток энергии, необходимо совершить работу
против электрических сил расталкивания. Образно этот про-
цесс можно представить так — необходимо сбросить груз
с отвесной скалы в глубокую пропасть. Однако для этого
требуется затратить работу на то, чтобы поднять его по
противоположному, сравнительно пологому склону на вер-
шину. При падении этого груза мы получим выигрыш по
энергии, равный разности кинетической энергии у подножия
скалы и затраченной работы на подъем.
Физики обычно говорят, что для осуществления реакций
термоядерного синтеза необходимо преодолеть кулоновский
потенциальный барьер. Для этого требуется сообщить ядрам
атомов достаточную энергию. Имеются два пути, позволяющие
в принципе реализовать это условие. Можно ускорить дви-
жущиеся реагирующие частицы навстречу друг другу, и тог-
да при удачных столкновениях кулоновский барьер будет пре-
5
одолен. А можно нагреть реагирующие частицы. В процессе
нагрева частицы приобретают скорости в широком диапазоне
величин. Распределение частиц по скоростям (или энергиям)
имеет вполне определенный характер (подробнее об этом рас-
скажем во второй главе). Степень нагрева характеризуется
средней кинетической энергией частиц или температурой.
Чем выше температура, тем большее количество частиц имеет
энергию, достаточную для преодоления кулоновского барьера.
Расчеты показывают, что требуемая температура должна
быть порядка 100 млн. градусов. Часто физики используют
энергетические единицы измерения температуры. Удобной
единицей является электронвольт. Один электронвольт (эВ) —
это энергия, которую приобретает электрон, ускоряемый элек-
трическим полем с напряжением 1 В. 1 эВ равен 1,6* 10“19 Дж
и соответствует температуре 11 650 градусов по шкале Кель-
вина. Температура 100 млн. градусов приблизительно равна
104 электронвольт, или 10 килоэлектронвольт (кэВ). Для
инициирования термоядерных реакций недостаточно просто
нагреть вещество до таких высоких температур. Дело в том,
что вероятность рассеяния ядер друг на друге приблизительно
в миллион раз больше, чем вероятность их слияния, так
что большинство частиц не будет реагировать друг с другом
в процессе соударений. Требуется достаточное время для
того, чтобы значительное число ядер успело слиться, обра-
зовав новые химические элементы. Так из-за малой плотности
и времени взаимодействия практически невозможно осуще-
ствить эффективную термоядерную реакцию на встречных пуч-
ках частиц, хотя достижение необходимой для преодоления
кулоновского барьера энергии для современной ускорительной
техники не представляет трудности.
Наиболее легко осуществить слияние тяжелых изотопов
водорода — дейтерия (Д) и трития (Т) или дейтерия и дей-
терия. Дейтерий, или тяжелый водород, имеет ядро, состоя-
щее из одного протона и одного нейтрона. Соответственно
атомный вес этого элемента равен 2. Дейтерий присутствует
в воде в пропорции одна часть на 6500 частей обычного
водорода. Тритий, или сверхтяжелый водород, имеет ядро,
состоящее из одного протона и двух нейтронов. В естествен-
ном виде он в природе не существует из-за своей радио-
активности, ' но может быть получен в результате ядерных
реакций при взаимодействии нейтронов с ядрами лития.
При радиоактивном распаде трития (период его полураспада
равен 13,5 лет) испускаются электроны и нейтрино. Тритий
является классическим элементом, с помощью которого уче-
ные пытаются измерить массу загадочной частицы — нейтри-
но. Но рассказ об этом интересном направлении современной
физики выходит за рамки нашей книги.
При слиянии ядер дейтерия и трития образуется новый
6
элемент—гелий с атомной массой, равной четырем, и ней-
трон. Энергия, которая выделяется в этой реакции, равна
17,6 млн. электронвольт, или 17,6 мегаэлектронвольта (МэВ).
Реакция дейтерий плюс дейтерий имеет два канала, в первом
случае образуется тритий и протон (тритий в дальнейшем
может вступать в реакцию синтеза), а во втором случае —
гелий с атомной массой 3 и нейтрон. Оба типа реакций
протекают приблизительно с равной вероятностью и в
результате первой реакции выделяется энергия, равная
4 мэВ, а в результате второй реакции — 3,25 мэВ. Об-
разующееся ядро гелия с атомной массой 3, в свою оче-
редь, может вступить в реакцию синтеза с дейтерием.
Ниже эти ядерные реакции записаны в виде сокращенных
формул:
D + D = T + P
D + D = Не3 + п
Не3 + D = Не4 + р
D + Т = Не4 + п
+ 4,0 МэВ;
+ 3,25 МэВ;
+ 18,3 МэВ;
+ 17,6 МэВ.
(1)
Следует отметить, что ядра дейтерия и трития до реакций
синтеза имеют энергию на уровне 10 кэВ, в то время как
продукты реакций — ядра трития и гелия — имеют энергию
на уровне МэВ. Скорость протекания реакций синтеза
ядер дейтерий плюс дейтерий при температуре в диапазоне
1 —10 кэВ примерно в 630—50 раз меньше, чем в случае
реакции дейтерий плюс тритий. Следовательно, в последнем
случае значительно проще достичь условий, при которых
выделившаяся термоядерная энергия превзошла бы затраты
на инициирование этого процесса.
Возможны реакции синтеза с выделением энергии не толь-
ко в случае изотопов водорода, но и для других ядер легких
химических элементов, таких, как литий, берилий, бор и др.
Обсуждаются реакции синтеза, такие, как
р + Вн = ЗНе4 + 8,7 МэВ;
р + Li6 = Не4 + Не3 + 4 МэВ;
р 4- В9 = Не4 + Li6 + 2,1 МэВ;
р + Be9 = D + Be8 + 0,6 МэВ; (2)
D + Li6 = 2Не4 + 22,3 МэВ;
D + Li6 = р + Li7 + 5 МэВ;
D + Li6 = Т + Li5 + 0,6 МэВ.
Скорости протекания реакций, в которых участвуют ча-
стицы с большим зарядом (например, заряд бора равен 5),
на много порядков меньше, чем в случае изотопов водорода,
и достигают заметной величины лишь при очень больших
температурах (порядка 109 градусов). До сих пор нет кон-
7
кретных предложений по их осуществлению, тем не менее
в перспективе представляется весьма заманчивым иницииро-
вание таких реакций, поскольку в результате образуются
только заряженные частицы. Перенос выделившейся энер-
гии заряженными частицами упрощает проблемы радиацион-
ной защиты и повышения эффективности преобразования
выделившейся термоядерной энергии в полезные виды
энергии.
Для количественной характеристики эффективности термо-
ядерных реакций вводится понятие коэффициента усиления
по энергии (Q), равного отношению энергии, выделившейся
в результате реакций синтеза (Етя), к энергии, затраченной
на инициирование таких реакций (Ео),
(? = £гя/£о. (3)
В результате одного акта синтеза двух ядер — дейтерия
и трития выделяется энергия, равная е0 = 17,6 МэВ. В 1 г
термоядерного горючего (50%-ная смесь дейтерия и трития)
содержится приблизительно W=l,2 - 1023 атомов, следова-
тельно, в принципе из 1 г такого горючего можно получить
огромную энергию
eoW = 3,4 • 10'° Дж. (4)
Такая энергия может быть получена при сжигании 1 т
органического топлива. В реальных условиях полного выго-
рания термоядерного горючего достигнуть практически невоз-
можно. Дело в том, что вещество, нагретое до такой высокой
температуры, стремится разлететься и охладиться. Оценим,
как зависит коэффициент усиления по энергии от параметров
термоядерного горючего. Энергия, выделяющаяся в резуль-
тате слияния ядер дейтерия и трития за время эффективного
протекания реакций синтеза т, равна произведению скорости
протекания этих реакций /V, умноженной на объем горючего
V, время т и величину выделившейся энергии в одном ак-
те ео:
Етя = N . V • т • е0 . (5)
Скорость протекания реакций синтеза, то есть число реак-
ций, происходящих в единице объема за время, равное 1 с,
пропорционально произведению концентраций ядер дейтерия
(#д) и трития (AfT) на величину, характеризующую вероят-
ность таких реакций, рассчитанную на одну частицу (ov)
(cm3/c),/V= <ои) • NR • Мт,Чем определяется величина <ои>?
В нее входят сечение реакций о и относительная скорость
сталкивающихся частиц. Угловые скобки означают усреднение
8
этого произведения по скоростям всевозможных частиц, уча-
ствующих в реакции (медленных и быстрых). Сечение реакций
о можно трактовать как некую площадь, которую занимает
ядро. При попадании на нее частиц происходит лолезная
реакция. Размер площади зависит от относительной скорости
частиц — чем больше скорость, тем больше площадь. Отсюда
ясно, что при усреднении по скорости величина (cv) получает-
ся зависящей только от температуры. На рис. 1.1 даны за-
висимости от температуры для случаев дейтерий-тритие-
вой и дейтерий-дейтериевой реакций. Видно, что в случае
ДТ-реакций имеется максимум функции в области
температур 50—100 кэВ.
Тепловая энергия, затраченная на нагрев горючего до
термоядерных температур, равна сумме тепловых энергий
электронов, ядер дейтерия и трития. Если температуры всех
трех компонент равны, то
Е = у(ЛГд + ЛГт+Л'е • k . Т . V. (6)
Здесь k — это постоянная Больцмана, устанавливающая
связь между градусной и энергетической шкалой измерения
Рис. I.I. Зависимости скоростей термоядерных реакций <ои) от темпера-
туры: / — ДТ-реакции; 2 — ДД-реакции
9
температуры; Ne—концентрация электронов, равная сумме
концентраций ядер дейтерия и трития (так как атомы
дейтерия и трития имеют по одному электрону); Т — тем-
пература. Если концентрации дейтерия и трития равны,
тогда
= ЛЛГ = W, yve = 2 • 2V,
Ео = 6 • k • Т • N • V.
Таким образом,
п = Е0 <аи> • N2 • V ч = zдг . ч г ЕО <аи> 1 (7)
4 6kT • V • V k '[ 6kT J *
Как видно из рис. 1.1, при температуре 10 кэВ значение
(оу) для ДТ-реакций равно приблизительно 10~16 см3/с,
откуда легко получить значение величины, стоящей в квадрат-
ных скобках. Приравнивая коэффициент усиления единице,
получим следующее выражение:
(Мт) • 1,46 • 10-14 = 1. (8)
Следовательно, для того чтобы термоядерная энергия
сравнялась с затратами на нагрев горючего до темпера-
туры 10 кэВ, необходимо, чтобы выполнялось следующее
условие:
(2Vt)> 1014 с/см3. (9)
Это условие сформулировал английский физик Лоусон,
оно получило название критерия Лоусона. При его выпол-
нении всего 0,7% всех ядер в горючем вступает в термо-
ядерную реакцию. Следует иметь в виду, что при выводе
этого критерия мы полагали, что вся затраченная энергия
пошла на нагрев горючего. На практике не существует такого
устройства, где бы это требование строго выполнялось. Во
всех известных на сегодняшний день термоядерных установках
коэффициент полезного действия значительно меньше 1. Это
обстоятельство повышает требования на условия достижения
эффективной термоядерной реакции.
Для получения полезной термоядерной энергии исследова-
тели идут в основном двумя путями. Первый связан с разогре-
вом и удержанием сравнительно малоплотной плазмы в огра-
ниченном объеме достаточно длительное время так, чтобы
выделившаяся энергия превзошла затраты на нагрев и удер-
жание горючего, второй — со сжатием вещества до высокой
плотности (в процессе сжатия вещество нагревается до не-
обходимой температуры), такой, чтобы термоядерные реакции
ю
успевали бы эффективно протекать за «естественное время»
существования сжатого горючего.
В Советском Союзе работы по управляемому термоядер-
ному синтезу (УТС) были начаты в 1950 году, после того
как была выдвинута идея о возможности удержания и термо-
изоляции высокотемпературной плазмы с помощью магнитных
полей (А. Д. Сахаров, И. Е. Тамм).
Что такое плазма? При высоких температурах атомы
теряют свои электроны вследствие столкновений друг с дру-
гом, превращаясь в положительно заряженные ионы. Таким
образом, сильно нагретое вещество представляет собой смесь
двух взаимодействующих между собой посредством электро-
магнитных сил газов — электронного и ионного. Массы элек-
тронов и ионов отличаются приблизительно более чем в 2 тыс.
раз, поэтому характер движения этих частиц весьма различ-
ный. К настоящему времени разработана теория плазмы,
позволяющая описывать поведение такого вещества в раз-
личных условиях. В магнитном поле на заряженные частицы
действует сила Лоренца, направленная перпендикулярно на-
правлению движения частиц и перпендикулярно направлению
магнитного поля (рис. 1.2а). Для частиц, двигающихся
вдоль направления магнитного поля, сила Лоренца обраща-
ется в нуль. Частицы, двигающиеся под углом к магнитному
полю, под действием силы Лоренца меняют свое направление
движения. Если представить магнитное поле в виде упругих
нитей, имеющих направление, совпадающее с направлением
напряженности поля (это так называемые силовые линии
поля), то можно показать, что заряженные частицы будут
двигаться (в случае отсутствия столкновений) по спирале-
видным траекториям, навитым на магнитные силовые линии
(см. рис. 1.26). Создав магнитное поле определенных кон-
фигураций, можно в принципе удерживать заряженные ча-
стицы в ограниченном объеме. Однако соударения частиц
между собой, неоднородности магнитного поля, наличие
электрических и гравитационного полей приводят к тому,
что частицы имеют значительно более сложные траектории,
чем описанные выше. Это приводит к разрушению плазмен-
ных конфигураций. Формально магнитное поле можно считать
некой средой, имеющей давление, пропорционально квадрату
напряженности магнитного поля. Для удержания плазмы
в магнитных полях необходимо, чтобы магнитное давление
значительно превосходило газодинамическое давление среды.
При технически достижимых в настоящее время полях в диа-
пазоне 1 —10 Тесла горячую плазму с температурой порядка
100 млн. градусов можно удерживать в ограниченном объеме
при концентрации, не превосходящей 10‘4 частиц в 1 см3
(заметим, что в воздухе при атмосферном давлении содер-
жится 3 • 1019 частиц в 1 см3, а в твердом теле при нор-
11
Рис. 1.2. Сила Лоренца: а направление скорости (и), магнитного поля (/?)
и силы Лоренца (/*'.,); б траектория движения заряженной частицы
в магнитном поле
мальных условиях — порядка 1023 частиц в 1 см3). Следо-
вательно, время удержания плазмы в магнитных полях долж-
но составлять т 1014/ЛС В настоящее время существует
несколько схем УТС с магнитным удержанием плазмы. Наи-
более продвинутым на сегодняшний день является направле-
ние, использующее установки типа «Токамак», предложенные
в Советском Союзе. Мы не будем останавливаться на изло-
жении физики и результатов, полученных в этом направлении.
Интересующиеся могут найти ответы на свои вопросы в опуб-
ликованных научных и популярных статьях и книгах.
ТЕРМОЯДЕРНЫЕ МИКРОВЗРЫВЫ
В описанном выше подходе предполагается получать по-
лезную энергию в результате квазистационарного термоядер-
ного горения редкой плазмы, удерживаемой в ограниченном
объеме с помощью сильных магнитных полей. А что, если
попытаться получить полезную энергию в результате осуще-
ствления серии термоядерных микровзрывов? В этом случае
снимается ограничение на плотность плазмы, связанное с тех-
нически достижимым уровнем магнитных полей. Время про-
текания термоядерных реакций определится временем, в те-
чение которого горючее не успеет разлететься. Этот интервал
времени зависит от инерции вещества, поэтому его называют
12
временем инерционного удержания. Его можно оценить как
отношение размера плазмы (/?) к характерной скорости
разлета вещества (V):
т = /?/К (10)
Скорость разлета горючего приблизительно равна скорости
звука в среде и зависит только от температуры Г, следова-
тельно, коэффициент усиления по энергии в случае инер-
циального удержания определяется соотношением фактора,
зависящего только от температуры (Г) и параметра (NR)
(см. формулу (7), или, что то же самое, параметра (р/?-),
так как плотность горючего р связана со значением кон-
центрации вещества простым соотношением:.
р = тл • А;1 + тг • ЛЛГ = N (т:[ + т т), (11)
где т{ т} — массы ядер дейтерия и трития.
Впервые в земных условиях эффективная термоядерная
реакция была получена при взрыве водородной бомбы. При
таком взрыве выделяется огромная энергия порядка 1015—
1016 Дж. В качестве «спички» для поджига термоядерной
реакции в бомбе используется энергия взрыва уранового
заряда. В таком большом устройстве, каким является бомба,
необходимое значение параметра (р/?) достигается за счет
больших размеров и массы горючего. Заметим, что произве-
дение (pR) пропорционально произведению М|/3 • р2/3, где
М — масса горючего. (Написанное выше соотношение следует
из формулы, определяющей массу горючего yp/?3 = Af.)
Для получения управляемой термоядерной реакции тре-
буются энергии в десятки миллионов раз меньшие, чем при
взрыве бомбы. А следовательно, и массы горючего должны
быть приблизительно во столько же раз меньше. Отсюда
следует, что для получения необходимого значения парамет-
ра (р/?) требуется очень сильно сжимать горючее (в тысячи
раз по сравнению с плотностью жидкой дейтерий-тритиевой
смеси, имеющей плотность 0,2 г/см3). Чем больше удастся
сжать горючее, тем больший коэффициент усиления при мень-
ших энергетических затратах может быть получен. Для сжа-
тия горючего наиболее выгодно использовать сферическую
топливную таблетку (ее обычно называют мишенью)., по-
скольку в ней наиболее быстро при увеличении плотности
нарастает значение параметра (р/?). Действительно, в плос-
кой мишени при сжатии значение (р/?) остается постоянной
величиной, в цилиндрической возрастает как р|/2, а в сфе-
рической— как р2/3 (вкладка, рис. 1). Достижение больших
значений параметра (р/?) играет исключительно важную роль
13
в исследованиях по инерциальному термоядерному синтезу.
Дело в том, что от этой величины зависит эффективность
энерговыделения (об этом уже шла речь выше), отношение
времени разлета к времени передачи энергии от электронов
к ионам и отношение пробега термоядерных частиц к разме-
рам горючего.
Посмотрим теперь, каким требованиям должен удовлет-
ворять источник энергии, способный «поджечь» эффективную
термоядерную реакцию. При массе горючего порядка 1 мг
энергия, необходимая для нагрева вещества до температуры
100 млн. градусов, составляет примерно 1 МДж (см. фор-
мулу (6), полное число частиц 2W • V равно удвоенной
массе горючего, деленной на суммарную массу ядер дей-
терия и трития 2Л4/(тд + дит)). При плотности сжатого го-
рючего р ~ 2 • 103 г/см3 (это соответствует сжатию в 104
степени раз) характерный размер 1 мг вещества приблизи-
тельно равен 5 • 10-3 см. Скорость разлета вещества при
температуре порядка 100 млн. градусов составляет 108 см/с
(то есть 1000 км/с!), следовательно, время разлета плазмы
равно 5 • 10“’1 с. Таким образом, для инициирования тер-
моядерного микровзрыва необходимо достичь в горючем вы7
деления колоссальной мощности W = у = 2 • 1016 Вт и суметь
сконцентрировать энергию в малом объеме порядка 10-6 см3!
В третьей главе мы покажем, что за счет использования
мишеней специальной конструкции (а именно в виде тонко-
стенных оболочек) удается существенно снизить требование
к мощности источника, инициирующего термоядерный микро-
взрыв. В результате сферической куммуляции вещества в та-
ких мишенях удается повысить скорость энерговыделения
приблизительно в 100 раз, следовательно, такой источник
должен иметь мощность в диапазоне 1014—1015 Вт. Для срав-
нения укажем, что суммарная мощность всех электростанций
мира составляет примерно 1013 Вт (конечно, следует помнить,
что электростанции работают в стационарном режиме).
Для того чтобы сильно сжать вещество, необходимо на
поверхности сферической мишени создать большое давление.
Очень грубо величину этого давления можно оценить, исходя
из следующих соображений. Из закона сохранения энергии
следует, что необходимая для зажигания горючего тепловая
энергия (Е ~ 1 МДж) должна равняться работе внешних
сил р • (1/о — VK'. Здесь Уо, — начальный и конечный
объемы шарика. Отсюда следует, что давление должно со-
ставлять приблизительно 5 • 10*4 Па (или 5 • 109 атм). В этой
оценке мы предполагали, что процесс сжатия происходит
адиабатически, и не учитывали противодавление горючего
и ряд других эффектов, приводящих к увеличению этого
14
значения. Тем не менее уже из этих качественных рассуж-
дений видно, что для инициирования термоядерных микро-
взрывов требуется чрезвычайно мощный источник, позволяю-
щий концентрировать энергию в малых объемах и создавать
на поверхности термоядерных мишеней огромное давление.
Традиционные источники, использующие энергию химических
реакций, в данном случае неприемлемы из-за низкой кало-
рийности обычного топлива (включая все известные виды
взрывчатки). Оценки показывают, что давление, которое мо-
жет быть достигнуто в процессе детонации взрывчатки, со-
ставляет менее 1011 Па (менее 1 млн. атм). За счет сфери-
ческой кумуляции (в зарубежной литературе этот процесс
называют имплозией) давление может быть увеличено еще
в 10 раз, то есть до 1012 Па, однако и это значение является
еще слишком малым по сравнению с необходимым. Исполь-
зование ядерных цепных реакций приводит к выделению
слишком большой энергии. Нужен принципиально новый ис-
точник, который позволил бы подвести к поверхности мишени
энергию с плотностью, потока порядка 1015 Вт/см2. При по-
глощении такого потока энергии вещество испаряется, нагре-
вается и разлетается наружу с огромной скоростью. На не-
испаренные слои при этом действует тепловое и реактивное
давление, которое приводит к сжатию вещества до большой
плотности. Физике нагрева, сжатия и термоядерного горения
мишеней посвящена третья глава книги. Обсуждая проблему
источника энергий, следует также учитывать, что в резуль-
тате термоядерных микровзрывов образуются энергетичные
частицы, способные разрушать окружающие их объекты,
поэтому источник по возможности должен быть удален от
места микровзрывов.
Из всех известных на сегодняшний день устройств,
позволяющих концентрировать энергию, указанным тре-
бованиям могут удовлетворять только мощные импульс-
ные лазеры, о которых мы расскажем в последующих
главах.
Наряду с лазерным методом, в котором энергия на ми-
шень переносится мощными потоками света, рассматривают-
ся возможности транспортировки энергии на мишень с по-
мощью потоков заряженных частиц (электронов, легких
и тяжелых ионов), в следующей главе мы расскажем об
уникальных свойствах лазерных лучей и сравним характе-
ристики световых и корпускулярных пучков.
Но прежде чем мы перейдем к описанию физики процес-
сов, рассмотрим вопрос о том, при каких условиях возможно
осуществление замкнутого энергетического цикла в лазерном
термоядерном синтезе. Проанализируем следующий процесс:
лазер генерирует единичный световой импульс; под действием
этого импульса в мишени происходит термоядерная реакция
15
с выделением большой энергии; в реакторе энергия термо-
ядерной реакции преобразуется в электрическую; часть этой
энергии возвращается к установке для питания лазера, ос-
тавшаяся часть направляется потребителю; значительная доля
энергии выделяется в виде тепла (вкладка, рис. 3). Итак,
пусть энергия лазерного импульса составляет величину EL.
Если т] — КПД лазера, то для получения такого импульса
необходимо затратить электрическую энергию El/t\. При ми-
кровзрыве мишени за счет термоядерных реакций энергия
лазерного импульса увеличивается в К' раз, таким образом,
на электрогенератор поступает энергия К • EL. В электриче-
ство преобразуется только часть этой энергии: а • К • EL
(а — КПД генератора). Другая часть (1 — а)К • EL превра-
щается в тепло. Таким образом, количество полезной элек-
трической энергии составляет величину EL (а • К — а
полное количество тепловой энергии ЕЛ[(1—а) • К+ -Jj- — 1].
Отношение этих величин может служить характеристикой
эффективности цикла
р = а • К — l/i]
(1 _ а). 1
Если задаться величинами а и р, то можно получить
зависимость КПД лазера от коэффициента усиления по энер-
гии в реакторе К для энергетически оправданного цикла
Например, при р = 3/7, а = 0,5 и т) = 3—5% необходимо
обеспечить коэффициент усиления /<=170—100. Если К =
= 103 — 3 • 103, то в принципе, возможно использование
лазеров с т] = 0,3%. Таким образом, рассмотренные энер-
гетические соображения диктуют жесткую зависимость ха-
рактеристик используемой на электростанции лазерной систе-
мы от коэффициента усиления термоядерных мишеней по
энергии.
Выше мы рассмотрели энергетический цикл для случая
единичного термоядерного микровзрыва. В промышленной
энергетической установке требуется получить полезную мощ-
ность. Лазер в такой установке должен, будет функциониро-
вать в частотном режиме и инициировать f микровзрывов
в 1 с. Приведенные выше соотношения будут пригодны'в
этом случае, но вместо значения лазерной энергии EL нужно
1 Коэффициенты К и Q, введенные в предыдущем разделе, отличаются
по смыслу. Дело в том, что в лазерной термоядерной мишени только часть
от поглощенной лазерной энергии передается в горючее и участвует в ини-
циировании термоядерных реакций. Поэтому при фиксированной термоядер-
ной энергии, полученной в мишени, К будет всегда меньше, чем Q.
16
подставить мощность f • EL. Заданная полезная мощность
может быть достигнута как увеличением /<, так и за счет
увеличения f.
Рассмотренные выше соображения пригодны для лю-
бых способов инициирования импульсных термоядерных
реакций.
Итак, вернемся к рассмотрению физических, вопросов и
выясним, дает ли нам физика основание надеяться на выпол-
нение этих условий.
КВАНТОВЫЙ ГЕНЕРАТОР ИЗЛУЧЕНИЯ —
ЛАЗЕР
Как устроен лазер и почему с лазерами связывают ре-
шение одной из фундаментальных научных проблем совре-
менности — освоение нового источника энергии — термоядер-
ных реакций синтеза? Для ответа на эти вопросы нам придет-
ся немного отступить от основной темы настоящей книги
и рассказать об истории создания квантовых генераторов
света — лазеров, об основных принципах действия и уникаль-
ных свойствах излучения таких генераторов. Мы опишем
основные типы лазеров и приведем некоторые примеры их
применения в различных областях науки и техники.
КАК СОЗДАВАЛИ ЛАЗЕР.
ОСНОВНЫЕ ПРИНЦИПЫ РАБОТЫ
КВАНТОВОГО ГЕНЕРАТОРА
Само слово «лазер» образовано от начальных букв англий-
ской фразы: «Light amplification by stimulated emission of
radiation», что переводится на русский язык как «усиление
света путем вынужденного испускания излучения». Создание
лазеров явилось одним из выдающихся достижений современ-
ной квантовой физики.
Понятие кванта — порции световой энергии, которая мо-
жет быть поглощена или испущена в процессе излучения,
было введено в физику немецким ученым Максом Планком
в 1900 году. Для объяснения закономерностей, наблюдавших-
ся в экспериментах по излучению нагретых тел, М. Планк
вынужден был предположить, что вещество испускает элек-
тромагнитные волны в виде определенных порций — квантов
или фотонов. Энергия кванта е пропорциональна частоте
излучения v, то есть е = ftv, где h = 6,6 • 10“34 Дж • с —
постоянная Планка. Опираясь на представления о квантовом
характере теплового излучения, Планку удалось вывести
закон, описывающий распределение энергии в спектре тепло-
18
вого источника излучения для случая термодинамического
равновесия системы «вещество — излучение». В частности,
им было показано, что доля энергии излучения такого ис-
точника в спектральном интервале [v, v + Av] в единице
объема зависит только от частоты и температуры и не за-
висит от типа вещества и природы процессов излучения
и поглощения. На рис. 2.1 показано распределение энергии
в спектре для случаев различных температур (Т\ > Tz). Из ри-
сунка видно, что при v-^0 и v оо энергия излучения умень-
шается до нуля, а максимум приходится на частоту vmax =
= 2,822 у • Т = 5,9 • 1О10 Т ( здесь температура измеряется
в градусах Кельвина, a k — постоянная Больцмана). При
увеличении температуры максимум свечения смещается по
частоте в более жесткую часть спектра и возрастает суммар-
ная энергия излучения (равная площади, ограниченной кри-
вой на рис. 2.1). В дальнейшем мы еще не раз вернемся
к закону равновесного излучения нагретых тел, а сейчас
рассмотрим вопрос о том, как с точки зрения атомарнЪй теории
происходит излучение вещества.
Рис. 2.1. Функция Планка. Распределение энергии в спектре излучения
абсолютно черного тела для раз. ni'iiii,!' значений температуры Т\ >Т?
19
Квантовую модель атома предложил в 1913 году датский
физик Нильс Бор. Согласно этой модели электроны в атомах
могут занимать только определенные дискретные энергетиче-
ские состояния. Так, в атоме водорода эти состояния могут
быть определены из следующей формулы:
Еп = -116 [эВ], п=12)3,.„
(12)
п называется главным квантовым числом и может принимать
положительные целые значения 1,2,3.... На рис. 2.2 схема-
тично показаны энергетические состояния (или уровни энер-
гии) атома, знак минус в формуле (12) указывает на то
обстоятельство, что в этих энергетических состояниях элек-
трон связан с ядром и потенциальная энергия притяжения
к ядру у него больше кинетической. Если такому электрону
в состоянии с п = 1 сообщить энергию, большую 13,6 эВ,
то электрон оторвется от ядра и станет свободным. В этом
случае он будет иметь положительную энергию. Процесс
отрыва электрона от атома называется ионизацией, а мини-
мальная необходимая для этого энергия — потенциалом иони-
зации (для основного состояния водорода с п = 1 потенциал
ионизации соответственно равен /н= 13,6 эВ). При переходе
электрона из более высокого энергетического состояния
(Е2) в более низкое (Е|) атом излучает фотон с часто-
п я 4
-1,51
п = 3
-3,4
п = 2
п = 1
Р и с. 2.2. Энергетические уровни
#тома водорода
-13,6
той, пропорциональной разности энергий в этих состояниях,
а при переходе из более низкого состояния в более вы-
сокое поглощает фотон соответствующей частоты. Закон
сохранения энергии для этих процессов будет иметь вид:
/iv = Е2 —
Альберт Эйнштейн при рассмотрении процессов излучения
и поглощения света веществом предсказал два возможных
типа квантовых переходов атомов и молекул, сопровождаю-
щихся испусканием фотонов. Первый тип перехода — спон-
танный, или самопроизвольный. В этом случае испускание
фотонов не связано с каким-либо внешним воздействием на
атомы вещества. Число таких переходов в единицу времени
зависит только от внутренних характеристик атомов и от
их количества. Акты спонтанного испускания фотонов в ве-
ществе происходят случайно, поэтому такое излучение носит
хаотический характер. В этом случае излучение распреде-
лено практически равномерно по всем направлениям, и
в его спектре могут присутствовать электромагнитные вол-
ны с различными частотами. Все обычные источники (такие,
как лампы накаливания, газоразрядные лампы, пламя спич-
ки и т. д.) дают свет в основном в результате спонтанного
излучения.
Второй тип квантового перехода — индуцированный, или
вынужденный, он обусловлен внешним воздействием излуче-
ния, падающего на возбужденные атомы. Число таких пере-
ходов зависит от количества атомов в возбужденном состоя-
нии и от интенсивности излучения, с частотой, соответствую-
щей энергии квантового перехода (v = ~ £|). В этом слу-
чае возбужденный атом излучает фотон с частотой (а следо-
вательно, и энергией), равной частоте падающего на атом
фотона. В 1927 году один из создателей современной кван-
товой механики Поль Дирак рассмотрел задачу излучения
атомов вещества и строго обосновал справедливость теории
Эйнштейна о спонтанном и вынужденном характере излуче-
ния. Им было также показано, что фотон, возникающий в
процессе вынужденного излучения, обладает совершенно оди-
наковыми характеристиками с фотоном, индуцировавшим акт
излучения, то есть теми же направлением распространения,
энергией (частотой) и поляризацией.
Таким образом, в принципе при наличии специальным
образом приготовленной среды существует возможность уси-
ления светового потока, проходящего через эту среду за счет
размножения фотонов в процессе вынужденного излучения.
Причем, поскольку -излучение различных атомов в этом слу-
чае будет синхронизовано по частоте и направлению с со-
ответствующими характеристиками падающего света, то на
выходе такого усилителя мы получим мощный направленный
21
поток света с заданной внешним источником частотой.
Однако создание такого прибора оказалось весьма слож-
ной задачей, и потребовались десятилетия поисков, прежде
чем появился квантовый генератор электромагнитного излу-
чения.
Дело в том, что в обычных равновесных условиях возбуж-
денных атомов значительно меньше, чем невозбужденных,
и следовательно, поглощение будет превалировать над испус-
канием фотонов. Как следует из фундаментальных законов
природы, всякая энергетическая система в состоянии равно-
весия стремится занять положение, соответствующее миниму-
му энергии. Атомы, занимающие такое положение, являются
невозбужденными. Казалось бы, любая классическая стати-
стическая система (например, газ), предоставленная самой
себе, должна бы прийти в такое состояние равновесия, при
котором все атомы были бы невозбужденными. Однако это
не так, из-за теплового движения и обмена энергией между
частицами всегда будет существовать определенное количе-
ство атомов, находящихся в возбужденном состоянии. Со-
гласно статистическому закону Больцмана, в случае равно-
весного распределения число возбужденных атомов по срав-
нению с невозбужденными будет убывать с ростом энергии
возбуждения по экспоненциальному закону. Так, в простей-
шем случае атомов, имеющих два энергетических состояния
(E2>Ei, где Е|—основное состояние), число атомов на
верхнем энергетическом уровне (М2) относится к числу ато-
мов в невозбужденном состоянии (М) как
= ехр/— ~ £| I
/V. Ч kr /’
N' + N2=No,
Т — температура газа, No — общее число атомов. В состоя-
нии равновесия процессы возбуждения компенсируются про-
цессами девозбуждения (в частности, излучением). Ослаб-
ление излучения, проходящего через вещество, в равновесных
условиях пропорционально разности числа атомов в невоз-
бужденном и возбужденном состояниях. В 1940 году совет-
ским ученым В. А. Фабрикантом была выдвинута идея о
возможности усиления света путем создания неравновесной
среды (ее в дальнейшем назвали инвертированной активной
средой), когда число атомов в возбужденном состоянии бу-
дет больше, чем в невозбужденном ( то есть N2 > Ni — такое
условие называют инверсией, а процесс создания такой актив-
ной среды — накачкой). Однако сравнительно низкий уровень
развития науки и техники тех лет, а затем начавшаяся Ве-
ликая Отечественная война не позволили развить эти идеи
и воплотить их в конкретных приборах.
22
В конце мировой войны и вскоре после ее окончания
огромное внимание уделялось развитию радиолокации и в
целом радиофизике СВЧ-диапазона, то есть дециметровых
и сантиметровых длин волн. Исследования взаимодействия
радиоволн этого диапазона с атомами и молекулами веще-
ства привели к возникновению новой области физики — ра~
диоспектроскопии. В ходе работ по радиоспектроскопии, про-
водимых в Советском Союзе в Физическом институте
им. П. Н. Лебедева АН СССР (сокращенно ФИАН), одним
из авторов этой книги совместно с А. М. Прохоровым в
1953—1955 годах был предложен и создан первый квантовый
усилитель СВЧ-диапазона на пучке молекул аммиака. Актив-
ная среда в этом случае создавалась путем прямой сортиров-
ки возбужденных и невозбужденных молекул в пучке при
пролете их через специальное устройство, создающее неодно-
родное электрическое поле. Возбужденные и невозбужденные
молекулы по-разному отклонялись в таком поле, что давало
возможность создать инверсную среду. Аналогичный прибор
приблизительно в то же время был разработан в радиацион-
ной лаборатории Колумбийского университета в Нью-Йорке
американским ученым Ч. Таунсом. Ч. Таунс назвал свой
прибор мазером (microvave amplification by stimulated
emission of radiation).
To, что первый квантовый усилитель был создан в
ФИАНе,— не случайно. К этому времени Физический инсти-
тут являлся одним из передовых научных центров по физике
колебательных процессов. Высокий уровень понимания про-
блем и задач в этой области связан с именами выдающихся
советских ученых Г. С. Ландсберга и Л. С. Мандельштама
и созданных ими научных школ. Последующая история со-
здания и исследований различных типов лазеров подтверж-
дает глубокую связь квантового генератора электромагнитных
колебаний с другими колебательными системами. Интересно,
что позднее, когда развернулись исследования по физике
плазмы, в ней обнаружились многие явления, известные из
теории колебаний.
Первые успехи в разработке и создании квантовых гене-
раторов электромагнитного излучения показали большие пер-
спективы таких систем для спектроскопии молекул, стабили-
зации частоты, генерации излучения в заданных диапазонах
волн и многие другие. В нашей стране и за рубежом раз-
вернулись исследования по поиску новых эффективных мето-
дов генерации электромагнитного излучения, а главное, по
получению генерации в инфракрасном и оптическом диапазо-
нах. В 1955 году Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым был
предложен способ получения инверсии, в котором атомы и
молекулы предполагалось возбуждать с помощью вспомога-
тельного излучения. При оптических методах возбуждения
23
необходимо использовать не менее трех энергетических уров-
ней для создания инверсии. На рис. 2.3 показана схема воз-
никновения инверсии между уровнями Ез и Ег атомов при
воздействии вспомогательно излучения на частоте V31. В рав-
новесных условиях число атомов в невозбужденном состоянии
Е| всегда больше, чем в нижнем возбужденном состоянии
(Е2), а там, в свою очередь, больше, чем в верхнем состоянии
(Ез). Под действием источника света, содержащего излучение
с частотой V31, соответствующей переходу Е\ -> Ез, часть
атомов возбуждается и переходит в состояние Е3. При этом
если интенсивность излучения достаточно велика, то число
атомов на верхнем уровне может оказаться больше, чем на
нижнем возбужденном уровне. Таким образом, поглощая
излучение накачки на частоте v3i, атомы имеют возможность
усиливать излучение на частоте V32 = (Ез — E2)/h. В трехуров-
невой схеме оптической накачки атомов имеется возможность
получать также инверсию между нижним возбужденным и
основным состояниями. Оптический метод накачки позволил
существенно увеличить число веществ, используемых в каче-
стве активной среды в квантовых генераторах. Впервые этот
метод получил применение при создании квантовых усилите-
лей СВЧ-диапазона, в которых в качестве активной среды
использовались парамагнитные кристаллы. Квантовые пара-
магнитные усилители нашли широкое применение в системах
дальней связи с помощью искусственных спутников Земли
и в радиоастрономии.
До сих пор, когда речь шла о возбужденных состояниях
в атоме, предполагалось, что они и-меют строго заданные
значения энергии Ег, Ез, Е4,... В действительности же время
жизни изолированного атома в возбужденном состоянии имеет
конечное, зависящее только от внутренних свойств значение.
В этом случае из фундаментального принципа неопределен-
ности (принцип Гейзенберга) АЕ • Ат h следует, что воз-
бужденное состояние Еп заполняет некоторый диапазон энер-
гий [Еп — АЕ/2, Еп + ДЕ/2]. Говорят, что энергетический
Рис. 2.3. Трехуровневая схема накачки лазера
24
уровень имеет определенную ширину. В результате при из-
лучении рождаются не строго монохроматичные кванты,
а кванты с энергией, лежащей в пределах ширины уровня,
то есть возникает линия излучения, имеющая конечную спект-
ральную ширину. Ее называют естественной, или радиацион-
ной, шириной, она не зависит от внешних условий. В активной
среде атомы находятся в постоянном тепловом движении,
время от времени обмениваясь частью энергии в результате
столкновений. Часть энергии возбуждения теряется, переходя
в энергию теплового движения. Получается, что время жизни
атома в возбужденном состоянии меньше радиационного вре-
мени жизни, соответственно ширина уровня больше. Столкно-
вения приводят к уширению спектра излучения. При рассмот-
рении активной среды в целом следует также учесть, что
излучение будет усиливаться не строго вдоль одного направ-
ления, а в разных направлениях. В результате выходящее
из возбужденной среды излучение будет иметь существенный
разброс по частотам, направлениям и фазам электромагнит-
ных волн. Дальнейшее продвижение было связано с разра-
боткой и созданием объемного резонатора, играющего роль
положительной обратной связи. Это позволило решить про-
блему генерации электромагнитного излучения в узком диа-
пазоне частот. В СВЧ-диапазоне для этих целей использовал-
ся объемный металлический резонатор. В оптическом диапа-
зоне длин волн требовалась иная схема положительной об-
ратной связи. В 1958 году А. М. Прохоров предложил
использовать в качестве открытого резонатора для генерации
электромагнитного излучения в субмиллиметровом диапазоне
систему из двух параллельных зеркал. Такое устройство
широко применялось в оптике в качестве узкополосного фильт-
ра в спектральных исследованиях и известно под названием
интерферометра Фабри — Перо. Однако применительно к
квантовым генераторам электромагнитного излучения такая
система зеркал получила совершенно новое содержание. Рас-
смотрим несколько подробнее принципы действия такого ре-
зонатора (рис. 2.4). Электромагнитная волна с частотой, со-
ответствующей вынужденному переходу, направленная вдоль
оси 00', проходит через активную среду и порождает на
своем пути лавину фотонов. Отразившись от одного из зеркал,
электромагнитный поток повторяет путь в противоположном
направлении. Таким образом, в результате многократного
прохождения через активную среду вдоль оси 00' и вынуж-
денных переходов в активной среде излучение чрезвычайно
усиливается. Излучение, направленное под углом к оси 00',
проходит меньший путь в активной среде (всего один «про-
ход») и практически не усиливается. В результате на выходе
(если одно из зеркал, например, сделано полупрозрачным)
получится остронаправленный, почти параллельный пучок
25
AC
P и с. 2.4. Резонатор Фабри — Перо (3 — зеркало; АС — активная среда;
Л — лучи)
электромагнитного излучения. В резонаторе наиболее усилен-
ными оказываются волны, которые могут конечное число раз
уложиться на длине резонатора, то есть волны, для которых
выполняется условие N • X = L, здесь X — длина волны из-
лучения; L — длина резонатора; N — целое число. Такие
волны называются модами резонатора. Если в резонаторе су-
ществует малое число мод, то это приводит к дополнитель-
ному сужению линии излучения. Таким образом, излучение,
выходящее из оптического резонатора, содержит конечное
число мод, сосредоточено в узком диапазоне частот, согла-
совано по фазе колебаний и имеет высокую направленность.
Излучение, обладающее такими свойствами, называют коге-
рентным.
Разработка новых принципов создания активной среды
и положительной обратной связи легла в основу квантового
генератора оптического диапазона — лазера. К I960 году
у нас в стране и за рубежом был высказан ряд интересных
предложений по получению инверсии на различных веществах.
В СССР разрабатывались квантовые генераторы оптического
диапазона на основе полупроводниковых переходов. В 1960 го-
ду появилось сообщение американского физика Т. Меймана
о создании первого квантового генератора оптического диа-
пазона, в котором в качестве рабочего вещества использо-
вались синтетические кристаллы рубина, а накачка осуществ-
лялась с помощью лампы-вспышки. Несколько позже аме-
риканским ученым А. Джаваном был создан лазер, в котором
рабочей средой была смесь газов неона и гелия, а накачка
осуществлялась за счет электрического газового разряда.
26
КАКИЕ БЫВАЮТ ЛАЗЕРЫ!
Оказывается, ответить на этот вопрос не так просто.
Лазеры отличаются составом активной среды, методами ее
возбуждения (накачки), режимом генерации и длиной волны
излучения, достигнутой (или в принципе достижимой) мощ-
ностью и областью их применения. В качестве активной среды
используются вещества во всех возможных агрегатных со-
стояниях — кристаллы и аморфные твердые тела, жидкости
(органические и неорганические красители), атомарные и мо-
лекулярные газы, а также плазма. Накачка может осуществ-
ляться за счет световой энергии ( в том числе за счет
энергии другого лазера), за счет энергии химических и ядер-
ных реакций, за счет тепловой энергии и энергии электриче-
ского поля, за счет энергии потока частиц, пронизывающих
рабочую среду. Возможны и другие варианты накачки актив-
ной среды.
Лазеры работают в различных диапазонах длин волн —
от рентгеновского до инфракрасного, включая всю видимую
часть спектра. Лазеры могут работать в импульсном, им-
пульсно-периодическом и непрерывном режимах. Созданы
лазеры, имеющие длительность импульса менее 1 пс (1 пс
равна 10~12 с!), лазеры, способные генерировать излучение
непрерывно, до тех пор пока осуществляется накачка активной
среды. Разработаны миниатюрные лазеры размером с сахар-
ную крупинку и мощностью излучения, составляющей доли
ватта, и лазерные системы, занимающие площади сотни квад-
ратных метров и имеющие пиковую мощность около 1014 Вт
в импульсе.
Мы не имеем возможности описать все известные типы
лазеров, а приведем в данном разделе лишь несколько при-
меров лазеров, которые нашли или могут найти в ближайшем
будущем практическое применение.
Как уже упоминалось ранее, первый квантовый генератор
излучения в оптическом диапазоне был создан на основе
кристаллов рубина. Для создания активной среды в этом
типе лазера используется оптический метод накачки мощными
лампами-вспышками. Основной компонентой рабочей среды
являются кристаллы корунда (окись алюминия AL2O3 с вкрап-
ленными ионами хрома (Сг3+), которые и придают краси-
вую красную окраску рубину. Энергия запасается, и инвер-
сия создается в ионах хрома. Кристаллы корунда являют-
ся средой, которая позволяет сохранить энергию возбуждения
в течение некоторого времени и предохранить возбужденные
атомы от внешних воздействий. В рубиновых лазерах реали-
зуется трехуровневая схема накачки. Схематически ее можно
представить следующим образом. Спектр лампы-накачки за-
нимает всю видимую область. Ионы хрома, поглощая зеленый
27
(I синий свет, возбуждаются и переходят на второй или третий
уровень (рис. 2.5). Время жизни иона на верхнем уровне
мало (менее 10“7 с), и он быстро переходит на более низкий
возбужденный уровень, отдавая излишек энергии в виде теп-
ла кристаллической решетке. Более низкий уровень является
метастабильным (время жизни на этом уровне 10"3 с),
и на нем происходит накопление энергии. Когда число ионов
на метастабильном уровне превысит число ионов в основном
состоянии, возникает инверсия, происходит переход между
квантовыми уровнями 2—1 и усиление излучения на длине
волны 6943 А, что соответствует красному цвету в спектре.
На торцах кристаллической рабочей среды, имеющей обычно
вид цилиндра длиной 5—20 см и диаметром 1—2 см, поме-
щают плоскопараллельные зеркала либо просто серебрят
торцы цилиндра. Таким образом получается оптический ре-
зонатор. Если потери в зеркалах и среде меньше, чем усиле-
ние, то возникает генерация излучения. Боковые поверхности
активной среды, помещенной в оптический резонатор, окру-
жают мощными лампами-вспышками, которые питаются от
батареи конденсаторов, имеющих напряжение несколько
тысяч вольт. Энергия, запасенная активной средой, составляет
приблизительно 2—3 Дж/см3. Если не принять специальных
мер, то длительность импульса лазера будет немногим меньше
длительности вспышки лампы, то есть порядка 1 мс (1 мс =
а)
Рис. 2.5. Схема рубинового .лазера: « — энергетические уровни иона хрома;
б - общий вид лазера: / — свет лампы-накачки; 2 — метастабильным уро-
вень Е?; 3 — лазерное излучение на длине волны X = 6943 А; 4 — рубиновый
стержень с посеребренными торнами; 5 — лампа-вспышка; 6 — отражатель;
7 — батарея конденсаторов
28
= 10-3 с), а мощность — в тысячи раз меньше мощности
лампы-вспышки. Однако излучение лазера в отличие от света
лампы-вспышки будет высокомонохроматичным и направлен-
ным.
Широкое применение нашли лазеры на стекле с примесью
ионов Nd — неодимовые лазеры. В этом типе лазера инверсия
создается в ионах неодима. Накачка активной среды осу-
ществляется оптическим методом с помощью л’амп-вспышек,
как и в рубиновом лазере. В неодимовом лазере реализуется
более сложная четйрехуровневая схема создания инверсии.
Излучение, генерируемое в неодимовом лазере, относится
к инфракрасной области спектра и имеет длину волны
1,06 мкм (1 мкм = 104 А). Сравнительно простая технология
изготовления усилительных модулей, имеющих большие раз-
меры, и ряд физических особенностей неодимового стекла
как активной среды- по сравнению с кристаллическими рабо-
чими средами (в частности, рубином) позволяют запасать
в них достаточно большую энергию. Управление процессом
генерации, позволяющее снимать запасенную в активной сре-
де энергию в течение короткого промежутка времени (порядка
и менее 1 нс!), и последующее увеличение энергии при про-
хождении через систему усилительных модулей (подробнее
о методах формирования мощных коротких импульсов речь
пойдет в четвертой главе) дают возможность формиро-
вать на выходе лазерной системы импульсы большой
мощности.
Твердотельные кристаллические и стеклянные лазеры на-
шли широкое применение в научных исследованиях, технике
и медицине. В настоящее время лазеры на неодимовом стекле
являются основным инструментом исследований по проблеме
лазерного термоядерного синтеза.
История создания и развития полупроводниковых лазеров
неразрывно связана с работами советских ученых из ФИАНа
и Ленинградского физико-технического института. Внешне эти
лазеры мало чем отличаются от обычных полупроводниковых
диодов и триодов. Инверсия в них создается в межзонных пере-
ходах при инжекции электронов в зону проводимости током
(в диодных лазерах), оптической накачкой или бомбардировкой
пучком электронов. Наибольшее распространение получили по-
лупроводниковые лазеры, работающие на соединениях трех ве-
ществ, например галлий—алюминий—мышьяк (Ga4-А1|_х- As,
0 < х < 1). В последнее время большое развитие получили ла-
зеры, созданные на основе соединений четырех веществ. Ком-
пактность полупроводникового лазера (его размеры могут со-
ставлять доли миллиметра), высокий КПД (вплоть до 50%),
возможность перестройки частоты излучения и легкость управ-
ления интенсивностью излучения путем модуляции тока смеще-
ния, подаваемого на полупроводниковый лазерный диод, прямое
29
преобразование электрического тока в когерентное излучение
на нужной длине волны — все эти свойства выгодно отличают
его от других типов лазеров. Полупроводниковые лазеры на-
шли применение в такой важной области, как оптоэлектро-
ника. Оптоэлектроника — это современное научно-техническое
направление, занимающееся проблемами хранения, передачи
и обработки информации с помощью оптических систем. Мы
не имеем возможности подробно останавливаться на этом
интереснейшем направлении, отметим лишь два впечатляющих
примера — разработку оптических кабельных линий связи
(оптоволоконная связь), где полупроводниковые лазеры слу-
жат в качестве источников света, преобразующих электро-
магнитные СВЧ-сигналы в световые, и создание лазерного
проекционного телевизора.
Преимущества лазерной связи по оптическим кабелям по
сравнению с традиционной телефонной связью — в огромных
информационных возможностях (поскольку частота света
в 1Сг раз больше частоты радиоволн, то приблизительно во
столько же раз возрастает информационная емкость передач
посредством света), высокой помехозащищенности, экономич-
ности и ряде других полезных свойств.
Лазерный проекционный телевизор позволяет «разворачи-
вать» на большом экране площадью несколько квадратных
метров цветное изображение с высокой разрешающей спо-
собностью. Основу лазерного телевизора составляет лазерная
трубка, создающая трехцветное изображение, которым управ-
ляют (разворачивают в строки, модулируют) так же, как
электронным пучком в обычном телевизоре.
Примером лазера с жидкой активной средой, который
нашел ряд интересных применений, является лазер на орга-
нических красителях. Его особенностью является использова-
ние активных сред с широкими полосами усиления. Накачка
осуществляется оптическими методами с помощью ламп-вспы-
шек или других лазеров. Молекулы красителя поглощают
излучение на одной частоте, а затем переизлучают его на
других частотах. Из-за высокой частоты столкновений с дру-
гими молекулами жидкости образуется полоса испускания
в широком спектральном диапазоне. Перестраивая максималь-
ную добротность резонатора, можно добиться генерации на
любой частоте в пределах спектральной полосы усиления.
Первые лазеры на красителях были созданы в 1965 году
в СССР (Б. И. Степановым и А. И. Рубиновым), ФРГ и США.
Настраивая излучение лазеров с перестраиваемой частотой
на определенную частоту, можно резонансно возбуждать
и в дальнейшем (например, с помощью другого лазера)
ионизовать атомы или приводить к диссоциации молекул
только выбранного сорта. Продукты диссоциации (или иони-
зации) могут быть затем легко отделены от остальных моле-
зо
кул. Такой метод селективного воздействия лазерного излуче-
ния на определенные химические элементы и изотопы положен
в основу атомно-молекулярной лазерной технологии. Одной
из интересных и важных для практики задач в этой области
является возможность создания технологии лазерного разде-
ления изотопов (например, выделения урана-235 из при-
родного урана). Отметим, что в атомно-молекулярной тех-
нологии наряду с лазерами на красителях нашли широкое
применение другие типы лазеров, в частности газовые ССЬ-ла-
зеры.
Семейство газовых лазеров является весьма многочис-
ленным (насчитывается более 100 различных типов). Для
создания газоообразной активной среды наряду с оптическим
методом применяются все перечисленные ранее типы накачки.
Работают газовые лазеры в различных режимах и позволяют
получать излучение с различными длинами волн — от суб-
миллиметровых до тысячи ангстрем. В предыдущем разделе
мы уже упоминали, что первый газовый лазер, работающий
в непрерывном режиме на смеси неона и гелия, был создан
практически одновременно с рубиновым лазером. Возбужде-
ние активной среды в таком лазере создается при столкнове-
нии атомов с электронами и в процессе электрического раз-
ряда в газе. Генерация излучения происходит за счет* созда-
ния инверсии в атомах неона. По своему виду. гелий-неоно-
вый лазер напоминает трубку светящейся неоновой рекламы.
Стеклянная или кварцевая трубка с электродами заполняется
смесью газов гелия и неона под малым давлением (давление
газов в трубке составляет от тысячных до сотых долей атмо-
сферы). Зеркала устанавливаются либо непосредственно на
торцах трубки, либо снаружи. Содержание гелия в смеси
обычно в 5—10 раз выше, чем содержание неона. В таком
лазере гелий является агентом, который возбуждается под
действием электрического тока и затем передает в процессе
столкновений свою энергию верхнему рабочему уровню ато-
мов неона. Атом гелия имеет метастабильный уровень энергии,
близкий к верхнему рабочему уровню атомов неона (£2),
что позволяет создавать в неоне инверсию. При переходе
на нижний рабочий уровень (Е\) атом неона излучает на
длине волны X = 6328 А (красный свет). КПД гелий-неоно-
вого лазера невелик, а мощность излучения составляет обыч-
но несколько милливатт, однако благодаря высокой оптиче-
ской однородности газовой среды его излучение имеет высо-
кую направленность и монохроматичность. Кроме того, этот
лазер обладает высокой стабильностью. Эти свойства гелий-
неонового лазера наряду с простотой и надежностью обеспе-
чили ему широкое применение. Мы отметим лишь один при-
мер— лазерную метрологию. Так, создан лазерный эталон
длины, основанный на стабилизации частоты излучения
31
He-Ne-лазера по узким резонансам поглощения молекул йода,
имеющий точность на два порядка выше, чем ныне действую-
щий криптоновый эталон длины.
Для решения ряда важных научных и прикладных задач
требуются мощные лазеры, работающие в непрерывном ре-
жиме. Поскольку КПД лазера, как правило, невелик, то ос-
новная доля энергии в процессе накачки рассеивается в виде
тепла в активной среде. Тепловой нагрев приводит к заселе-
нию нижних уровней и подавлению инверсии, нарушению
оптической однородности активной среды и даже ее разру-
шению. Только в газовой активной среде возможно получить
в непрерывном режиме генерацию излучения мощностью,
большей 1 кВт. Дело в том, что газовую среду можно быстро
заменить путем ее прокачки через резонатор со скоростью
несколько десятков метров в секунду (в принципе возможно
создать скорости протекания газа, превышающие скорости
звука в данной среде). Такой метод прокачки используется
во всех известных типах мощных газовых лазеров: электро-
разрядных, химических и газодинамических. Среди электро-
разрядных лазеров особое место занимает квантовый гене-
ратор, у которого в качестве рабочей среды используется
смесь углекислого газа, азота и гелия (CO2:N2:He). Такой
лазер обычно кратко называют СОг-лазером.2 Инверсия в нем
создается на колебательно-вращательных уровнях молекул
углекислого газа. Их возбуждение в активной среде происхо-
дит, во-первых, при непосредственном столкновении свобод-
ных электронов, существующих в разрядной плазме, с моле-
кулами СО2, и, во-вторых, при столкновении невозбужденных
молекул СО2 с молекулами азота (N2), которые накапливают
энергию за счет столкновения с электронами в разряде. Излу-
чение СОг-лазера генерируется в инфракрасном диапазоне
длин волн X = 10,6 мкм, замечательной особенностью такого
лазера является возможность достигать больших КПД
(вплоть до 40%). Уже упоминалось ранее, что в газовых
лазерах имеется возможность прокачивать рабочую смесь
через зону генерации излучения. Ясно, что длительная работа
с выбросами газа не экономична, поэтому в мощных СОг-ла-
зерах организуют прокачку газовой Смеси по замкнутому
контуру, включая зону генерации излучения (активную об-
ласть) и теплообменник. Отобранная в теплообменнике энер-
ния может использоваться для различных нужд, увеличивая
тем самым экономические характеристики такого лазера,
а охлажденный газ вновь поступает в зону генерации. В мощ-
ных СОг-лазерах обычно используют поперечную схему воз-
буждения и прокачки лазера, когда направление разрядного
2 Первый ССЬ-лазер был создан в 1964 году американским ученым
К. Пателом.
32
тока перпендикулярно направлению движения потока газа
и перпендикулярно направлению распространения излучения
(рис. 2.6). Длина зоны генерации, совпадающая с длиной
электродов, много больше ее ширины, то есть расстояния
между электродами. Так как при заданном давлении газа
полное напряжение уменьшается с уменьшением расстояния
между электродами, а время пребывания заданной порции
газа в зоне генерации при фиксированной скорости потока
растет с увеличением длины электродов, то это позволяет
снизить полное напряжение на разрядном промежутке и
уменьшить необходимую скорость движения газового потока.
Переход от продольного тлеющего разряда в трубках (как
в He-Ne-лазере) к поперечному разряду в потоке газа по-
зволил создать сравнительно компактные лазерные установки,
дающие излучение мощностью до 10 кВт в непрерывном ре-
жиме. Однако дальнейшее увеличение мощности СО2-лазеров
путем увеличения массы при самостоятельном электрическом
разряде оказывается невозможным из-за неустойчивости та-
кого разряда (самостоятельным такой разряд называется
потому, что для поддержания тока и возбуждения молекул
свободные электроны создаются за счет приложенного к раз-
рядному промежутку электрического поля). Повышение дав-
ления (значительно более 30 тор) или увеличение объема
газа в разрядном промежутке приводит к «шнурованию»
разряда, появлению искр, пробоев и другим видам неодно-
родностей. Для повышения мощности СО2-лазеров свыше
10 кВт требуются разряды иного типа.
Рис. 2.6. Схема ССЬ-лазера с поперечным разрядом: / —лазерное излуче-
ние; 2 — электрический разряд; 3 — поток рабочей смеси (СО2 : N2 : Не);
4 — батарея конденсаторов
33
В начале 70-х годов независимо советскими и американ-
скими учеными было предложено использовать для накачки
лазера сильноточный несамостоятельный разряд (в нашей
стране такой метод накачки был предложен и разработан
в ФИАНе СССР3 *). В таком разряде нужная концентрация
свободных электронов создается внешним источником иони-
зации (например, пучком электронов, рентгеновским излуче-
нием, продуктами ядерных реакций и так далее), а прило-
женное электрическое поле создает направленное движение
зарядов. Меняя напряженность поля, удается добиться того,
чтобы средняя энергия электронов стала оптимальной для
возбуждения нужных молекул. В этих условиях реализуется
максимальная эффективность преобразования энергии элек-
трического тока в энергию возбуждения активной среды
и соответственно максимальный КПД лазера. Лазеры с на-
качкой несамостоятельным разрядом получили название элек-
троионизационных. Тот физический факт, что электрическое
поле в активной среде электроионизационных лазеров не уча-
ствует в создании свободных электронов, приводит к заме-
чательным свойствам разряда — он не имеет принципиальных
ограничений на величину давления рабочего газа и размеры
разрядного промежутка. Отсюда следует, что существует воз-
можность создавать на основе электроионизационного лазера
чрезвычайно мощные системы, работающие в непрерывном
и импульсном режимах. Для импульсных систем увеличение
давления в 103 раз приводит в экспериментах к увеличению
энергии в 103 раз, а мощности — в 106 раз! В электроиони-
зационных СО2-лазерах рост средней мощности излучения
ограничен лишь лучевой прочностью оптических элементов
резонатора и величиной тепловой мощности, которую можно
отобрать у газа в теплообменнике.
Наряду с СО2-лазерами большой интерес с точки зрения
создания мощных систем с высоким КПД представляют
квантовые генераторы, использующие моноокись углерода
в качестве рабочей среды, то есть электроионизационные
СО-лазеры. СО-лазер генерирует излучение на длине волны
в 2 раза короче, чем СО2-лазер (то есть примерно X = 5 мкм),
что является благоприятным для технологической обработки
материалов.
В настоящее время промышленная технология находится
на пороге нового качественного скачка, обусловленного ши-
роким внедрением лазеров. Наряду с точными измерениями
и дистанционным контролем за качеством продукции мощные
лазеры (в первую очередь СО2- и СО-лазеры) позволяют
качественно выполнять многие технологические процессы.
3 Н. Г. Басов, Э. М. Беленов, В. А. Данилычев, А. Ф. С у ч-
к о в.
34
Лазерный луч — это уникальный тепловой источник, способ-
ный «вложить» необходимую порцию энергии в обрабатывае-
мый участок детали за столь короткое время, что тепло прак-
тически не успевает «растекаться». Дозируя тепловые нагруз-
ки, можно обеспечить любой температурный режим нагревае-
мого участка, то есть осуществить разнообразные виды тех-
нологической обработки материалов. С помощью лазеров
можно осуществить закалку и поверхностное легирование
детали (то есть внести в поверхностный слой определенные
добавки), сварку и резку материалов, сверление отверстий
и резание с лазерным подогревом. Замечательной особенностью
такой лазерной обработки является то обстоятельство, что
резке, сварке и сверлению поддаются материалы, для которых
соответствующие традиционные технологические методы не
пригодны или малоэффективны (например, сварка металло-
оксидных композиционных материалов, полученных методами
порошковой металлургии, резка и сверление сверхтвердых
сплавов и часовых камней и т. д.). Отметим, что наряду
с газовыми лазерами в технологии нашли применение им-
пульсные твердотельные лазеры. Однако вернемся к описанию
других типов лазеров.
Под действием внешнего излучения в газовой среде может
происходить фотодиссоциация молекул в том случае, когда
энергия оптических квантов больше, чем энергия связи ато-
мов в молекуле. Эта реакция называется фотолизом. При
фотолизе часть образующихся атомов находится в возбуж-
денном состоянии. В том случае, когда это состояние является
метастабильным или атомы имеют более низко лежащий ме-
тастабильный уровень, возможно накопление энергии и созда-
ние инверсии. На этом принципе работает фотодиссоционный
лазер, который был предложен советскими учеными С. Г. Рау-
тианом и И. И. Собельманом. В настоящее время наиболее
эффективно работают фотодиссоционные лазеры, у которых
в качестве рабочей среды используются молекулы СзР71
и CF3I, а инверсия возникает на образующихся атомах йода.
В таких йодных лазерах удается получить мощные короткие
световые импульсы в инфракрасном диапазоне длин волн
Х= 1,315 мкм длительностью порядка 1 нс. Поэтому наряду
с неодимовыми и СОг-лазерами они нашли применение в ис-
следованиях по ЛТС.
Перечисленные выше мощные газовые лазеры генерируют
излучение в инфракрасном диапазоне. С появлением эксимер-
ных лазеров открылась возможность создания квантовых
генераторов когерентного излучения видимого и ультрафио-
летового диапазонов длин волн, обладающих большой сред-
ней мощностью и высоким КПД. Эксимеры — это молекулы,
которые могут существовать только в возбужденном электрон-
ном состоянии. При излучении кванта света такие молекулы
35
распадаются, образуя невозбужденные атомы и молекулы.
Примерами эксимеров могут служить молекулы благородных
газов, например Хе2 (ксенон), или благородных газов и га-
логенов ArF (аргон — фтор), KrF (криптон — фтор) и др.
Такие молекулы образуются из возбужденных атомов или
ионов при столкновении трех частиц. Для того чтобы такие
столкновения происходили достаточно эффективно, необхо-
димо иметь высокое давление в рабочей среде (порядка 1 атм
и выше) и накачку осуществлять мощным источником. Для
накачки эксимерных лазеров используются обычно высоко-
энергетичные электронные пучки (с энергией частиц более
200 кэВ), мощные электрические разряды с предварительной
ионизацией среды (то есть электроионизационный метод на-
качки). Быстрая дезактивация нижнего уровня (порядка
10-13 с) и широкие однородные спектральные полосы излуче-
ния эксимеров позволяют генерировать мощные короткие
импульсы света. Меняя добротность резонатора, можно в ши-
роком диапазоне частот получать генерацию излучения. Пер-
вый эксимерный лазер на жидком ксеноне был разработан
и запущен в Физическом институте имени П. Н. Лебедева
в 1970 году (Н. Г. Басов, В. А. Данилычев, Ю. М. Попов,
Д. Д. Хадкевич). Физические принципы такого типа лазеров
были сформулированы в 1967 году4.
В настоящее время у нас в стране и за рубежом ведется
поиск новых активных сред, разработка и сооружение мощ-
ных лазерных систем на основе уже известных методов ге-
нерации. Созданы установки с высоким КПД (порядка 10%),
энергией более 1 кДж и длительностью импульса несколько
сотен наносекунд. (Это прежде всего KrF-лазеры, генерирую-
щие излучение в ультрафиолетовой области длиной волны
X = 0,27 мкм.) Эксимерные лазеры нашли применение в фото-
химии, спектроскопии высоковозбужденных электронных со-
стояний, разделении изотопов и в лазерном термоядерном
синтезе. О том, почему KrF-лазер является весьма перспек-
тивным для лазерного инициирования термоядерных микро-
взрывов и каким он представляется в будущей термоядерной
энергетической установке, мы расскажем в последующих
главах.
В перечисленных выше типах лазеров возбуждение актив-
ной среды осуществлялось за счет вклада энергии от посто-
роннего источника (излучением, газовым разрядом, пучком
электронов и так далее). Источником питания в большинстве
случаев служит батарея конденсаторов. Однако известно, что
энергия, которая может выделиться в результате химических
реакций (например, горения), по сравнению с энергией, за-
пасенной в конденсаторе при равной массе, относится как
4 А. Г. Молчанов, И. А. Полуэктов, Ю. М. Попов.
36
1000:1. Таким образом, использование химической энергии
для накачки позволяет создавать мощные, компактные лазеры
с большим коэффициентом полезного действия.
В середине 60-х годов советскими и американскими уче-
ными (в нашей стране независимо Н. Г. Басовым и А. Н. Ора-
евским, А. М. Прохоровым и В. К. Конюховым) были раз-
работаны новые принципы генерации излучения, которые лег-
ли в основу создания газодинамического лазера. Энергия,
необходимая для накачки такого лазера, может быть получена
в результате сжигания углеводородсодержащего топлива.
Накопление энергии в активной среде происходит на колеба-
тельных уровнях молекул, в качестве рабочей смеси исполь-
зуются газы — азот, углекислый газ, пары воды (N2—СО2—
Н2О). Возможно использование некоторых других газов.
В смеси азот, как правило, является основной компонентой,
его содержание достигает 80—90%. При нагреве смеси газов
до температуры 500—1000 К происходит возбуждение молекул
азота и других газов. Если теперь нагретому газу дать воз-
можность быстро расширяться (например, вытекать со сверх-
звуковой скоростью через сопло), то частота столкновений
между молекулами и температура газа быстро упадут. С более
низких уровней передача энергии происходит быстрее, чем
с высоких колебательных уровней молекулы N2, поэтому
в среде возникает термодинамически неравновесное состояние.
Ранее уже упоминалось, что молекулы СО2 имеют определен-
ные энергетические уровни, близкие энергетическим уровням
молекул азота, поэтому происходит резонансное возбуждение
молекул углекислого газа. В молекулах СО2 возникает ин-
версия и возможно получить усиление излучения на длине
волны 10,6 мкм; небольшая примесь воды способствует быст-
рой дезактивации молекул СО2, то есть возвращению их в ос-
новное состояние. Если на выходе из сопла поместить зерка-
ла, то можно получить генерацию света на указанной выше
длине волны (рис. 2.7). В газовом лазере автоматически
обеспечивается быстрая смена возбужденной газовой смеси,
что позволяет достигать весьма высоких мощностей излуче-
ния.
Возбуждение атомов с возникновением инверсии может
явиться следствием определенных химических реакций. На та-
ком принципе работают химические лазеры. Первый химический
лазер был создан американскими учеными Дж. Каспаром
и Дж. Пиментелом в 1965 году на основе реакций молекуляр-
ного водорода и хлора. Однако скорость реакций хлориро-
вания водорода была малой, а выделяющейся энергии не
хватало для поддержания процесса. Существенно более
эффективным оказалось использование цепных химических
реакций, таких, как фторирование водорода, предложенных
советскими учеными В. Л. Тальрозе и А. Н. Ораевским. Ра-
37
Рис. 2.7. Схема газодинамического лазера: / — лазерное излучение; 2- по-
ток газа, движущегося с дозвуковой скоростью; 3 — поток газа, движущегося
со сверхзвуковой скоростью; 4 — сопло; 5 — зеркала
бочая среда в этом случае состоит из смеси газов водорода,
фтора и некоторых функциональных добавок (кислорода,
гелия и других). Инициирование реакции может осуществ-
ляться электронным пучком или излучением лампы-вспышки,
однако дальнейшее развитие идет целиком за счет энергии
химических реакций. Инверсия создается в молекулах HF
в результате следующих реакций: F + //2 = HF* + Н +
+ 32 ккал/моль, Н + F2 = HF + F + 98 ккал/моль. При
этом образуется атомарный фтор, который вновь вступает
в реакцию с молекулами водорода. Выделяющаяся энергия
(32 ккал/моль в первой реакции и 98 ккал/моль во второй)
расходуется на разрыв химических связей новых молекул.
Отметим, что в таких реакциях скорость реагирования ока-
зывается в 103 раз больше, чем при хлорировании водорода.
В камере сгорания происходит диссоциация молекул F2. Го-
рячий атомарный фтор при расширении через сопло охлаж-
дается и смешивается с водородом. Здесь же происходит
реакция образования возбужденных молекул HF. Если на
выходе из сопла установлены зеркала, то возникает генера-
ция. В отличие от газодинамического лазера пропускание
фтора через сопло требуется только для охлаждения и сме-
шивания с водородом, а инверсия создается в результате
химических реакций. Диапазон длин волн излучения, генери-
руемого в химических лазерах, 2,5—4,5 мкм. На вкладке,
рис. 4 показан общий вид непрерывного химического лазера.
38
В настоящее время разрабатываются химические лазеры
с более крроткой длиной волны.
Излучение в диапазоне длин волн 2,5—4,5 мкм хорошо
поглощается многими химическими соединениями, зато про-
ходит через атмосферу почти без потерь. Эти свойства хими-
ческих лазеров наряду с малыми габаритами и массой источ-
ников питания и высокой мощностью открывают большие
перспективы их применения в лазерной химии для иницииро-
вания различных химических реакций, дистанционного конт-
роля за состоянием окружающей среды и для других прак-
тических задач. Отметим, что лазеры позволяют создавать
приборы, способные на больших расстояниях определять хи-
мический состав атмосферы по резонансному поглощению
излучения, рассеянного в воздухе. Возможность генерировать
мощные короткие импульсы открывает перед химическими
лазерами перспективу использования в лазерном термоядер-
ном синтезе. Если говорить о трудностях, которые стоят на
пути развития химических лазеров, то главная из них связана
с необходимостью работы с фтором — очень агрессивным,
опасным для окружающих элементом. К тому же наработка
большого количества фтора требует развития сложной тех-
нологии.
УНИКАЛЬНЫЕ СВОЙСТВА ЛАЗЕРНЫХ ЛУЧЕЙ
Ранее мы уже упоминали, что в лазерах происходит пре-
образование энергии относительно низкого качества (тепло-
вой, электрической, химической и так далее) в энергию
когерентного излучения, которая является энергией высокого
качества. Как понимать слова «энергия высокого качества»
и чем измеряется качество энергии? В физике существует
понятие «энтропия». Энтропия характеризует число физиче-
ских состояний, которое может занимать рассматриваемая
система. Чем больше Ч’исло состояний (и соответственно чем
больше энтропия), тем менее упорядочена (или организована)
система. Так, в отличие от равновесного теплового излучения,
где фотоны распределены согласно закону Планка по всему
диапазону частот и испускаются по всем возможным направ-
лениям, в лазерном излучении фотоны занимают лишь ко-
нечное число мод, то есть сосредоточены в чрезвычайно
узких интервалах по направлению и частоте. Лазерное
излучение характеризуется исключительно малой энтро-
пией. Итак, чем меньше энтропия, тем выше качество из-
лучения.
Посмотрим, к каким следствиям приводит условие упоря-
доченности излучения. Из фундаментальных законов термо-
динамики следует, что во всякой замкнутой системе процессы
должны развиваться таким образом, чтобы суммарная энтро-
39
ния системы нарастала (это второе начало термодинамики).
Так, тепло в обычных условиях в соответствии с этим зако-
ном должно распространяться от более нагретых тел к менее
нагретым. Отсюда следует, например, что невозможно с по-
мощью любых оптических устройств сфокусировать солнечные
лучи так, чтобы в фокусе получить температуру выше, чем
на поверхности Солнца (температура на поверхности Солнца
около 6 тыс. градусов). В действительности температура будет
значительно меньше этой величины. С лазером ситуация иная,
температура в активной лазерной среде в процессе генерации
невелика, скажем, неодимовое стекло нагревается всего лишь
на несколько градусов. С другой стороны, в фокусе лазерных
лучей уже сегодня достигнуты температуры вплоть до не-
скольких сотен миллионов градусов, и это не предел. Дело
в том, что лазерное излучение находится очень далеко от
условий термодинамического равновесия со средой, породив-
шей его. При лазерном нагреве вещества суммарная энтропия
системы «лазерная среда — излучение — вещество» нарастает
согласно второму началу термодинамики, так что никаких
нарушений законов природы не происходит.
Выше уже говорилось, что лазер в отличие от обычных
источников генерирует излучение, обладающее высокой на-
правленностью и монохроматичностью (или пространственной
и временной когерентностью). Такое излучение распростра-
няется при выходе из квантового генератора в виде волн
с почти плоским фронтом. Из-за явления дифракции света
даже первоначально параллельный пучок света всегда будет
расходиться, то есть поперечное сечение пучка будет возрас-
тать в процессе его распространения. Угол дифракционной
расходимости лазерного пучка (а) примерно равен отношению
длины волны излучения X к его диаметру D : а = 1,22 X/D.
Расходимость лазерных пучков на много порядков меньше
соответствующей величины в коллимированных пучках, по-
лученных с помощью обычных источников. Благодаря коге-
рентности лазерный пучок с помощью оптической системы
можно сфокусировать на очень малую площадку вплоть
до размеров порядка длины волны. При наличии даже сравни-
тельно умеренной интенсивности излучения (^о на выходе
квантового генератора с помощью традиционных линз и зер-
кал в фокусе можно получить огромные интенсивности (или
плотности потоков энергии): ?IIlilx = (Do ^ф)2 • где £>ф —
диаметр фокального пятна, который может составлять вели-
чину порядка X (точнее, диаметр фокального пятна будет
зависеть от величины расходимости а и расстояния от фокуси-
рующей системы, но об этом несколько подробнее будет
сказано в четвертой главе). Скажем, в случае рубинового
лазера в режиме свободной генерации (то есть без укороче-
ния длительности импульса) выходная мощность излучения
40
составляет около Р = 1 кВт, при длине волны X = 0,69 мкм,
следовательно, в фокусе могут быть достигнуты интенсивности
излучения q = P/'k2 « 1011 Вт/см2. Это в миллионы раз выше
интенсивности излучения мощных ламп-вспышек, применяе-
мых для накачки такого лазера. Еще одной важной характе-
ристикой является яркость излучения. Яркость характеризует
плотность потока излучения, направленного в единицу телес-
ного угла. Понятие яркости тесно связано с понятием энтро-
пии — чем меньше энтропия лазерной среды, тем большая
яркость излучения может быть получена. В лазерах яркость
может достигать огромных величин. Опираясь на это понятие,
можно ввести эффективную температуру лазерного излучения
как температуру нагретого тела, находящегося в равновесии
с излучением и испускающего электромагнитные волны с яр-
костью, равной яркости лазерного пучка. Эта величина даже
в лазерах умеренной мощности достигает огромных значе-
ний — 102Q градусов. Не удивительно, что лазер может на-
греть вещество до температуры 101() градусов. В отличие от
лазеров обычные источники света испускают излучение изо-
тропно и на различных частотах. Несмотря на большую
полную мощность излучения, такие источники имеют низкую
яркость и малую эффективную температуру. Одна из фунда-
ментальных теорем геометрической оптики гласит, что при
любых преобразованиях светового пучка с помощью оптиче-
ских систем его яркость не меняется. При фокусировке излу-
чения с уменьшением поперечного сечения пучка возрастает
его телесный угол так, что яркость сохраняется. Яркость
лазерного излучения велика, поэтому его можно сфокусиро-
вать на малую площадку и соответственно получить огромные
интенсивности в фокальном пятне.
В последующих главах мы подробно расскажем о том,
каким образом с помощью лазерного излучения удается
инициировать термоядерные реакции в плазме и каким
требованиям должны удовлетворять лазеры и термоядер-
ные мишени, в которых возможно будет получить боль-
шие коэффициенты усиления по энергии, а также о том,
как выделившаяся в результате термоядерных микровзры-
вов энергия может быть преобразована в полезные виды
энергии.
В заключение настоящего раздела хотелось бы высказать
некоторые соображения о возможности использования иных
источников для инициирования термоядерных микровзрывов.
Речь идет о пучках заряженных частиц, таких, как реляти-
вистские электроны и легкие ионы (протоны, ядра дейтерия,
ионы углерода и т. д.) с энергиями порядка 10 МэВ, а также
тяжелые ионы (от слабоионизованных ионов ксенона до
урана) с энергиями до десятков ГэВ (1 ГэВ = 109 эВ).
Интенсивное развитие ускорительной техники в последние
41
десятилетия открыло перед исследователями перспективу/ис-
пользования пучков заряженных частиц в инерциальном
термоядерном синтезе. Привлекательными особенностями
ускорителей заряженных частиц по сравнению с мощными
лазерами являются их относительно высокий КПД и, по-
видимому, меньшая удельная стоимость энергии (это отно-
сится к ускорителям электронов и легких ионов).
В настоящее время как у нас в стране, так и за рубежом
(в частности, в США) созданы мощные импульсные диодные
ускорители, позволяющие получать сильноточные пучки элек-
тронов и легких ионов. Мощность импульса в таких источни-
ках оказывается сравнимой с мощностью лазерных импульсов,
а энергия может даже превосходить соответствующий пара-
метр в лазерных установках для исследований по ЛТС.
Основными элементами такого ускорителя является емкостное
накопительное устройство, линия, формирующая в процессе
разряда мощный короткий импульс, который затем подается
на диод. Между электродами диода возникает огромное на-
пряжение, достигающее миллионов вольт. Вырванные полем
из катода электроны сталкиваются с веществом электродов,
ионизуют его, в результате образуется плазма. В плазме
под действием электрического поля возникают потоки заря-
женных частиц — электронов от катода к аноду и соответ-
ственно компенсирующий его поток положительно заряженных
частиц к катоду. Из этих потоков частиц могут быть сформи-
рованы пучки заряженных частиц большой мощности. Однако
на пути использования пучков заряженных частиц в инер-
циальном термоядерном синтезе существует ряд физических
и технологических проблем, которые на сегодняшний день
не нашли своего разрешения. Если говорить о пучках электро-
нов и легких ионов, то основные трудности связаны с транс-
портировкой пучка на большие расстояния и фокусировкой
на мишень. Из-за объемного заряда происходит расфокуси-
ровка пучка свободно летящих частиц в вакууме. Если по
таким важным характеристикам, как мощность и энергия
в импульсе, пучки заряженных частиц могут достигать зна-
чений, необходимых для инициирования термоядерных микро-
взрывов, то их яркость значительно ниже, чем в лазерных
пучках. Как следствие этого, не представляется возможным
фокусировать такие пучки в вакууме на мишень на расстоя-.
ниях порядка 10 м и более. В настоящее время обсуждается
возможность распространения пучков по плазменным каналам,
образованным в атмосфере, окружающей мишень. Для этого
атмосферу необходимо предварительно ионизировать, напри-
мер, с помощью лазерного излучения. Однако и в этом
случае представляется весьма проблематичной транспортиров-
ка пучков заряженных частиц на расстояние в десятки
метров. В результате поглощения энергии термоядерных
42
микровзрывов в окружающей атмосфере будут возникать
мощные ударные волны, создающие большие нагрузки на
стенке взрывной камеры и на системе транспортировки пуч-
ков. Весьма сложной для пучков заряженных частиц пред-
ставляется задача создания на поверхности мишени плотно-
стей потоков энергии в диапазоне 1013—1015 Вт/см, что
необходимо для достижения высоких степеней сжатия го-
рючего. Для предохранения внутренних частей мйшени от
предварительного прогрева и разрушения до начала сжатия
необходимо обеспечить высокую контрастность потока, то есть
чтобы энергия в основном греющем импульсе была в мил-
лионы раз больше фоновой энергии «шумов», которые всегда
имеются в любой усилительной системе. Применительно к
ускорителям заряженных частиц эта задача представляется
весьма сложной. Наконец, необходимо, чтобы энергия погло-
щалась во внешнем тонком слое и не проникала в горючее.
Из-за большой длины поглощения энергии релятивистских
электронов это требование оказывается невыполнимым. Более
того, процесс поглощения заряженных частиц сопровождается
генерацией интенсивного рентгеновского излучения, которое
может проникать во внутренние области мишени, осуществляя
вредный предварительный прогрев. Перечисленные трудности
привели к тому, что в настоящее время считается обще-
признанным мнение о бесперспективности использования
пучков релятивистских электронов для инициирования тер-
моядерных микровзрывов. Вопрос о возможности исполь-
зования пучков легких ионов в настоящее время иссле-
дуется. По сравнению с электронами ионы той же энергии
имеют значительно меньшие длины торможения. Что же
касается остальных проблем, то они присущи и пучкам
легких ионов.
Наряду с ускорителями электронов и легких ионов суще-
ствует принципиальная возможность генерировать мощные
пучки тяжелых ионов. Такие ускорители по своим основным
принципам действия отличаются от сильноточных диодных
ускорителей. В их основе лежит технология, разработанная
применительно к исследованиям в области физики высоких
энергий. Однако до настоящего времени исследования по
проблеме использования пучков тяжелых ионов носят в ос-
новном теоретический характер. Дело в том, что создание
сильноточных ускорителей тяжелых ионов, необходимых для
экспериментов по сжатию сферических мишеней, требует
огромных средств.
Размеры современных ускорителей составляют несколько
километров и более, что требует больших капиталловложений
в строительство. В лабораторных условиях проведение экспе-
риментов по сжатию малых мишеней (как это делается,
например, в исследованиях по ЛТС) не представляется воз-
43
можным, так как при использовании пучков ионов с малой
плотностью потока энергии невозможно создать на внешней
стороне конденсированного вещества — мишени высокого дав-
ления (в миллионы атмосфер), необходимого для эффектив-
ного сжатия. Предложено несколько способов получения
пучков тяжелых ионов с энергией в диапазоне от нескольких
до десятков ГэВ. Примером такого устройства может служить
высокочастотный линейный ускоритель. Основными элемента-
ми такого устройства являются источники ионов, система
ускорительных каскадов, накопительные кольца, линии транс-
портировки и магнитные фокусирующие линзы. Ионы, испус-
каемые источником, имеют малые энергии. Они ускоряются
в нескольких каскадах до необходимых энергий. Плотность
сгустка ионов мала, малы и токи. Для увеличения токов
и сокращения длительности импульса сгустки ионов должны
подаваться в накопительные кольца. Эти кольца могут со-
стоять из набора отклоняющих и фокусирующих магнитов.
Порции ионов должны «впрыскиваться» в такое кольцо на
протяжении многих оборотов сгустка, что позволит увеличить
результирующий ток в сотни раз. Дальнейшее увеличение
тока и укорачивание длительности импульса могут быть
получены при пролете ионов через линейный компрессор,
в котором напряжение меняется таким образом, чтобы первые
ионы слегка замедлились, а последние ускорились. На фоку-
сирующие магниты накладываются очень жесткие требова-
ния — они должны обеспечить схождение пучков на мишень
диаметром от нескольких миллиметров до 1 см на расстояниях
не менее 10 м. Здесь опять встает проблема расходимости.
Тот факт, что ионы имеют большую массу, а оконечные
размеры фокусирующих линз могут быть в принципе
большого диаметра (несколько метров), позволяет надеять-
ся, что пространственный заряд не окажет существенного
влияния на разброс частиц в пучке и можно будет обес-
печить требуемые плотности потока энергии на поверхности
мишеней.
Исследования в области инерциального термоядерного
синтеза на пучках тяжелых ионов находятся в настоящее
время на ранней стадии развития. Для успешного применения
таких пучков в ИТС необходимо решить ряд сложных физи-
ческих и физико-технических проблем, таких, как создание
сильноточных ускорителей, фокусировка пучков частиц на
больших расстояниях, равномерное облучение сферических
мишеней, эффективное поглощение сильноточных пучков в
горячей плазме и трансформация поглощенной энергии в ки-
нетическую энергию сжимающихся слоев мишени. Сформули-
рованные выше проблемы изучались пока что на основе
теоретического анализа и численного моделирования, а полу-
ченные результаты в экспериментах не проверялись. Более
44
того, так как проведение экспериментов по сжатию и ини-
циированию термоядерных микровзрывов с помощью пучков
ионов требует огромных затрат, то даже в случае положи-
тельного решения перечисленных выше и других проблем
решение о строительстве сильноточного ускорителя для целей
ИТС может быть принято в том случае, если в лазерном
термоядерном синтезе (либо в ИТС на пучках легких ионов)
будет продемонстрирована возможность достижения в мише-
нях эффективного термоядерного горения.
ТЕРМОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ
В ФОКУСЕ ЛАЗЕРНЫХ ЛУЧЕЙ
В этой главе мы дадим описание физических процессов,
протекающих в веществе под воздействием мощных световых
импульсов, поясним основные принципы, заложенные в кон-
цепцию достижения высоких степеней сжатия вещества и
больших коэффициентов усиления по энергии в результате
термоядерных микровзрывов, опишем основные режимы на-
грева и сжатия микромишеней.
Условно можно выделить три основные стадии, которые
проходит сферическая мишень под воздействием мощных
световых импульсов: 1) поглощение излучения, испарение
вещества, образование горячей разлетающейся наружу «ко-
роны»; 2) сжатие неиспаренных слоев оболочки и термоядер-
ного горючего; 3) вспышка и развитие волны термоядерного
горения. Ниже мы дадим описание физических процессов
в мишени на каждой из этих стадий.
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МОЩНЫХ
СВЕТОВЫХ ИМПУЛЬСОВ С ВЕЩЕСТВОМ
В первый момент мощное лазерное излучение, сфокусиро-
ванное на твердую мишень, проникает на глубину длины
волны (для лазера на неодимовом стекле длина волны из-
лучения равна 1,06 мкм). Если интенсивность (или плотность
потока энергии) достаточно велика, вещество испаряется
и разлетается в основном в направлении, перпендикулярном
поверхности. При интенсивностях порядка 10В 9—10й Вт/см2
в разлетающихся парах возникает электрический пробой,
то есть вещество ионизуется под действием мощного электро-
магнитного поля и образует плазму. Ионизация паров
происходит в основном за счет действия следующего ме-
ханизма.
В газе всегда присутствует первоначально малое количе-
46
ство свободных электронов. Эти «затравочные» электроны,
попав в переменное электромагнитное поле, начинают коле-
баться с соответствующей частотой. Свободные электроны,
не взаимодействующие с другими частицами, не могут погло-
тить и преобразовать в тепло электромагнитную энергию
излучения, поскольку в процессе колебаний они переизлучают
энергию с той же частотой и Направленностью, что и падаю-
щая волна. Поэтому по окончании действия лазерного импуль-
са энергия таких электронов остается прежней. Однако ситуа-
ция меняется, если электрон сталкивается с атомами или
ионами газа (под столкновениями с ионами понимается
взаимодействие посредством электромагнитных сил). При
этом, как и в случае механических столкновений, направле-
ние движения частиц меняется в соответствии с законами
сохранения энергии и импульса. При столкновениях в сред-
нем тепловая скорость движения электронов возрастает за
счет энергии колебаний. В отличие от направленного колеба-
тельного движения тепловое движение носит хаотический
характер и, таким образом, часть колебательной энергии пре-
образуется в тепло. Описанный механизм носит название
обратного тормозного поглощения (этот процесс является
обратным по отношению к тормозному излучению свободного
электрона, которое происходит в результате упругих столкно-
вений электронов с атомами или ионами). В результате
электроны приобретают энергию, достаточную для ионизации
атомов. Такие электроны отрывают от атомов новые электро-
ны, которые, в свою очередь, набирают энергию от лазерного
поля и ионизуют другие атомы. Процесс носит лавинообраз-
ный характер, число свободных электронов нарастает по
экспоненциальному закону со временем. Сам рассмотренный
механизм лавинообразной ионизации носит название оптиче-
ского пробоя. Следует отметить, что при высокой интенсив-
ности излучения в малоплотном газе основной вклад в иони-
зацию дает иной механизм — многофотонная ионизация.
В этом случае отрыв электронов от атомов происходит не-
посредственно под воздействием квантов света. В этом смысле
процесс многофотонной ионизации внешне сходен с известным
фотоэффектом, который был экспериментально открыт ученым
А. Г. Столетовым и получил теоретическое объяснение в кван-
товой теории света (А. Эйнштейн). Однако имеется прин-
ципиальное отличие. При классическом фотоэффекте фотоны
света могут вырвать с поверхности металла электроны только
в том случае, когда их энергия /ту больше энергии связи
электрона с металлом. В случае многофотонной ионизации
энергия связи электрона с атомом (то есть потенциал иониза-
ции) составляет примерно 10 эВ и более, в то время как
энергия фотона лазерного излучения порядка 1 эВ. Отрыв
электрона происходит при воздействии на него нескольких
47
фотонов (~10), и такой процесс может реализоваться только
в интенсивных световых полях.
Испаренные ионизованные слои вещества образуют плаз-
менный факел вблизи поверхности твердой мишени. Темпера-
тура, степень ионизации и скорость разлета вещества возра-
стают с увеличением интенсивности падающего лазерного
излучения.
Так, при плотностях потока световой энергии в диапазоне
1012—1014 Вт/см2 (такой диапазон используется в основном
в исследованиях по ЛТС) образуется плазма температурой
порядка 10 млн. градусов, разлетающаяся со скоростями
более 100 км/с.
В разлетающейся плазме плотность убывает в направле-
нии навстречу лазерному потоку. Скорость передачи энергии
от излучения в плазму вследствие обратного тормозного
механизма убывает с уменьшением плотности и увеличением
температуры. Поэтому по мере нагрева и разлета внешних
слоев излучение проникает вглубь. Электромагнитная волна
может распространяться в плазме с плотностью частиц, мень-
шей, чем некоторое критическое значение. Критическое значе-
ние плотности (или концентрации) плазмы характеризуется
тем, что в такой плазме частота собственных колебаний
сравнивается с частотой лазерного излучения (частота соб-
ственных колебаний плазмы возрастает как корень квадрат-
ный из электронной концентрации ю,, = (4ne2/Ve//nt,)0,5, где е,
те — заряд и масса электрона; Ne— концентрация электро-
нов). Приравнивая плазменную частоту колебаний электронов
к частоте колебаний электромагнитного поля лазера о)(), можно
определить значение критической концентрации электронов
/VKP == т<хо2/4ле2.
Излучение, дошедшее до поверхности, соответствующей
критической концентрации (в дальнейшем такую поверх-
ность будем называть критической поверхностью), отра-
жается. Отраженная волна также частично поглощается
в плазме. Вблизи критической поверхности наряду с клас-
сическим обратным тормозным механизмом важную роль
в поглощении играют резонансный и так называемые ано-
мальные механизмы, связанные с развитием в плазме пара-
метрических неустойчивостей.
В случае резонансного механизма падающая световая
волна раскачивает электроны в резонансе с собственной
частотой плазменных колебаний, в результате возникают
плазменные электронные волны. В свою очередь, плазменные
волны преобразуют энергию в тепло в результате различных
диссипативных механизмов. Для того чтобы реализовался
этот механизм поглощения, необходимо существование ком-
поненты электрического поля волны (Ер), идущей вдоль на-
правления увеличения плотности (или, иными словами, вдоль
48
градиента плотности Vp5). Как известно, электромагнитная
волна света поперечная, то есть напряженности электрическо-
го и магнитного полей направлены перпендикулярно распро-
странению такой волны (К). Поэтому в случае когда волновой
вектор К направлен параллельно градиенту плотности Vp,
резонансный механизм поглощения не проявляется. Однако
в плазме всегда существует ситуация, когда эти векторы на-
правлены под углом друг к другу (этот случай носит название
наклонного падения). Если напряженность электрического
поля лежит в плоскости падения луча (этот случай носит
название р-поляризации электромагнитной волны), то возни-
кает компонента поля, направленная вдоль градиента плот-
ности (рис. 3.1, а)6. В такой ситуации возникают условия,
благоприятные для проявления резонансного механизма по-
глощения излучения.
Наряду с резонансным механизмом в том случае, когда
направление распространения света не совпадает с направ-
лением градиента плотности, в плазме проявляется эффект
рефракции лучей. Суть этого эффекта в том, что луч всегда
стремится «выбрать» путь через область меньших плотностей
(здесь можно провести аналогию с ручейком, стекающим с го-
ры: ручеек будет стремиться обогнуть «локальные» возвышен-
ности). В сферической плазме этот эффект особенно ярко
выражен, поскольку по отношению к падающим лучам света
такая плазма выступает в роли сферической рассеивающей
линзы. Из-за рефракции наклонно падающие лучи не доходят
до критической поверхности и отражаются (рис. 3.1, б). Вбли-
зи критической поверхности продольная компонента поля
резко нарастает вследствие резонанса с собственными коле-
баниями плазмы и на критической поверхности в отсутствии
диссипативных механизмов стремится к бесконечности. Однако
существует несколько процессов, ограничивающих рост поля.
Наиболее эффективным является возбуждение плазменных
волн, которые распространяются в сторону менее плотных
слоев плазмы. Доля энергии, которая поглощается за счет
резонансного механизма, зависит от длины волны, поляри-
зации, угла падения луча, а также от величины реализу-
ющихся в плазме параметров (градиентов плотности и так
далее). Теоретически показано, что при оптимальных усло-
виях она может достигнуть 50% от энергии падающего
излучения.
Под влиянием сильного электромагнитного поля в плазме
’ Как и в первой главе, значение плотности обозначается р и связано
с концентрацией электронов N,. соотношением р = — • Ne, где Z, т, заряд
и масса ионов плазмы.
” Этот эффект рассмотрен в работах советских ученых Н. Г. Денисова
и В. Л. Гинзбурга.
49
Рис. 3.1. Наклонное падение лазерного луча на неоднородную по плотности
плазму. Сверху показано изменение p-компоненты электрического поля волны
при подходе к критической поверхности, п — показатель преломления, в плаз-
ме в отсутствие поглощения п = 1 — р/рКР (рКР—критическая плотность),
©о—угол между направлением падающего на плазму луча (волнового век-
тора) и направлением градиента плотности Vp (ось OZ в нашем случае).
Луч отражается в точке п = sin 80. Если в падающей волне имеется со-
ставляющая электрического поля, направленная вдоль Vp (р-компонснт:
E/t = Ez), то в точку я = 0 (р = рКР) «просачивается» поле, что приводит
к резонансу с собственными колебаниями плазмы;
б) рефракция лучей в сферической плазме: / — направление лучей;
2 — плазменная корона; 3 — критическая поверхность
возникают коллективные движения ионов и электронов, воз-
буждаются волны (об этом мы уже упоминали выше). Воз-
никают и нарастают флуктуации внутреннего поля и плот-
ности частиц. О плазме говорят в этом случае, что она
переходит в турбулентное состояние. Рассеяние электронов
может происходить не за счет прямых столкновений с ионами
и электронами, а за счет взаимодействия с волнами. В такой
плазме меняется характер поглощения и переноса энергии
частицами. Возбуждение волн под действием внешнего элек-
тромагнитного поля связано с развитием плазменных неустой-
чивостей — так называемых параметрических неустойчиво-
50
стой. Если при классическом (обратном тормозном) и резонанс-
ном поглощении скорость передачи энергии не зависела
(или слабо зависела) от интенсивности излучения, то в по-
следнем случае вклад аномальных механизмов поглощения
непосредственно связан с величиной интенсивности, причем
сам процесс носит пороговый характер.
Мы уже упоминали, что ряд явлений, известных в колеба-
тельных системах, наблюдается и в плазме. К их числу при-
надлежит раскачка плазменных колебаний в условиях, когда
внешнее поле модулирует эти колебания, то есть происходит
развитие параметрических неустойчивостей. В лекциях по тео-
рии колебаний Л. С. Мандельштама показано, как в конден-
саторе с переменной емкостью, меняющейся по гармоническо-
му закону, рождаются целые и полуцелые гармоники от
основной частоты. Аналогичный процесс происходит и в плаз-
ме под воздействием лазерного излучения на частоте <о().
Наряду с излучением на частоте <о() плазма излучает на
частотах 2о)(), J/2<o() и т- Д- Конечно, в неоднородной по про-
странству и меняющейся со временем плазме задача о разви-
тии параметрических процессов является значительно более
сложной, чем в случае упомянутого выше конденсатора.
Мы не будем подробно останавливаться на описании разви-
тия параметрических неустойчивостей, приводящих к аномаль-
ному поглощению и отражению излучения. Теория этих про-
цессов интенсивно развивается7.
Усредненное по времени неоднородное в пространстве элек-
тромагнитное поле действует на плазму посредством так
называемой пондеромоторной силы. Значение этой силы за-
висит от пространственного масштаба неоднородности поля
и его интенсивности. Обычно пондеромоторная сила стремится
вытолкнуть плазму из области локализации более высокой
интенсивности поля. Действие этой силы можно предста-
вить как некое давление со стороны электромагнитного
поля на среду. При высокой интенсивности падающего из-
лучения пондеромоторная сила может приводить к ряду
интересных явлений в плазме — к сжатию плазмы, при ко-
тором профиль плотности становится более крутым, «риф-
лению» критической поверхности, самофокусировке световых
пучков.
Вблизи критической поверхности пондеромоторная сила
имеет наибольшую величину и направлена в основном на-
встречу разлетающейся плазме (рис. 3.2, а). Это приводит
к тому, что слои плазмы при пролете через критическую
7 Большой вклад в исследование параметрических механизмов поглоще-
ния и рассеивания лазерного излучения внесли советские ученые Л. М. Гор-
бунов, В. В. Пустовалов, Р. 3. Сагдеев, В. П. Силин и др.
51
Рис. 3.2а. Электромагнитная волна (£0). падающая на неоднородную плазму
(р(г) - распределение плотности плазмы ио радиусу). Пондеромоторная сила
Ли пропорциональна градиенту усредненного но времени квадрата напря-
женности электрического поля волны (Ли ~ — V <£о)) и направлена
в сторону убывания поля;
б) — распределение по пространству плотности плазмы (р(г) — «профиль»
плотности): / — в отсутствие действия пондеромоторной силы; 2 — с учетом
эффекта пондеромоторной силы
поверхность испытывают некое торможение. Распределение
плотности по пространству («профиль» плотности) вследствие
описанного выше эффекта может приобрести вид, показанный
на рис. 3.2, б.
Выше была описана ситуация, соответствующая одномер-
ным процессам в плазме. Но мир, как известно, трехмерный,
и в нем процессы, протекающие вблизи критической поверх-
ности, носят более сложный характер.
Мы не можем подробно вдаваться в описание этих яв-
лений, отметим лишь, что критическая поверхность в этом
случае может стать изрезанной, а возникшие полости
в плазме будут заполнены интенсивным электромагнитным
полем (вспомните вид поверхности кипящей жидкости!).
Вблизи такой «рифленой» поверхности для многих лучей
выполняются условия резонансного взаимодействия с плаз-
мой, что приводит к усилению поля и его влияния на по-
ведение самой плазмы.
Одним из примеров проявления неодномерных эффектов
при взаимодействии излучения с плазмой является самофоку-
52
сировка.* 8 Если неоднородный по сечению пучок распростра-
няется по плазме, то за счет действия пондеромоторных сил
плазма «выдавливается» из области, максимальной по сече-
нию пучка интенсивности. Итак, там, где интенсивность по
сечению выше, меньше плотность плазмы. Вследствие рефрак-
ции лучи отклоняются в область меньшей плотности плазмы,
то есть интенсивность в этой области повышается. Таким
образом развивается процесс «стягивания» пучка, если он
первоначально имел постоянную по сечению.либо нарастаю-
щую к оси интенсивность. В том случае когда по сечению
пучка имеются первоначально малые возмущения интенсив-
ности, они могут существенно нарасти в процессе распро-
странения пучка в плазме. В результате пучок разобьется
на отдельные световые «нити». При благоприятных условиях
процесс самофокусировочной неустойчивости может идти до
тех пор, пока свет полностью вытеснит плазму. Наряду с
описанным выше пондеромоторным (или стрикционным) ме-
ханизмом в плазме могут реализоваться и другие типы са-
мофокусировочной неустойчивости (например, тепловая са-
мофокусировка). При тепловом механизме понижение плот-
ности возникает из-за увеличения нагрева и соответственно
давления плазмы в области повышенной интенсивности свето-
вого пучка. В слабо столкновительной плазме (когда длины
пробегов заряженных частиц порядка и более размеров неод-
нородностей среды) превалирует стрикционный механизм само-
фокусировки, в «сильно столкновительной» — тепловой. При
очень больших интенсивностях лазерного излучения (более
1016 Вт/см2 для лазера с длиной волны, равной 1 мкм)
возможно проявление релятивистских эффектов, в част-
ности релятивистской самофокусировки, когда масса элект-
рона, колеблющегося в поле волны, начинает заметно
нарастать согласно законам теории относительности:
те = ^.<>/-^1 — ’ ГДе — масса покоя электрона; v —
его скорость* в поле волны; с — скорость света в вакууме.
Коэффициент преломления лучей в плазме зависит от массы
электронов, и в результате лучи будут отклоняться в область,
где интенсивность поля выше, что приведет к развитию про-
цесса самофокусировки.
к Большой вклад в открытие и исследование эффекта самофокусировки
волновых пучков внесли советские ученые Г. А. Аскарьян, В, Н. Луговой,
В. В. Коробкин, В. И. Таланов, Н. Ф. Пилипецкий, А*. П. Сухоруков.
53
ПЛАЗМЕННАЯ КОРОНА
В предыдущем разделе речь шла в основном о распро-
странении и поглощении мощного лазерного излучения в
плазме. Процесс поглощения излучения сопровождается ис-
парением и ионизацией вещества, преобразованием свето-
вой энергии в тепловую, в энергию движения плазмы
и излучение.
Рассмотрим последовательность процессов при передаче
энергии от лазерного излучения в плазму. Будем считать,
что мишень имеет сферическую форму (о преимуществах
сферической формы мы говорили в первой главе).
Световая волна поглощается электронами с концентра-
цией порядка или меньше критической. В результате столк-
новений электроны приобретают тепловую энергию. Из-за
большой разницы в массе они, как правило, не успевают
передать значительную часть своей энергии ионам в области
плазмы с плотностью меньшей, чем критическая, поэтому
ионы остаются более холодными.
Внутрь первоначально холодных плотных слоев энергия
передается за счет следующих механизмов: 1) потока элек-
тронной теплопроводности; 2) потока надтепловых электро-
нов; 3) жесткого электромагнитного излучения (в основ-
ном в рентгеновском диапазоне). Последний механизм
является весьма существенным в плазме, состоящей из
многозарядных ионов, входящих в состав вещества лазер-
ных мишеней.
В результате теплового движения электроны переносят
энергию из нагретых в холодные слои плазмы. Сам процесс
передачи тепла носит характер термодиффузии. Тепловой по-
ток по закону Фурье пропорционален градиенту температуры,
то есть =—xV7\ где х— коэффициент теплопроводности
(знак минус указывает на то обстоятельство, что тепло пере-
дается от горячих к холодным слоям вещества). Вообще
говоря, закон Фурье справедлив в том случае, когда длина
свободного пробега частиц между столкновениями значитель-
но меньше размеров тепловых неоднородностей в веществе.
В нормальных условиях (например, в газе при комнатной
температуре и атмосферном давлении) коэффициент тепло-
проводности практически не зависит от температуры. Скорость
переноса энергии тепловым потоком в этом случае, как пра-
вило, значительно меньше скорости звука в данной среде
(скорость звука характеризует среднюю скорость молекул
и скорость передачи гидродинамических возмущений в среде).
В плазме ситуация иная — коэффициент электронной тепло-
проводности зависит от ионного состава и резко нарастает
с увеличением температуры. Согласно теории, развитой Спит-
цером, коэффициент теплопроводности пропорционален тем-
54
пературе в степени 2,5; х ~ Г2,5. Скорость передачи тепла
резко нарастает с увеличением температуры. Процесс пере-
носа тепла в лазерной плазме носит характер распростра-
нения сверхзвуковых тепловых волн с крутым фронтом на-
растания температуры. Тепловая Волна, зарождающаяся в
окрестностях области поглощения излучения, движется в глубь
мишени, прогревая все новые слои вещества. Вблизи фронта
тепловой волны происходит ряд интересных физических про-
цессов — быстрый нагрев, испарение и ионизация вещества,
перейзЛучение из плазмы, развитие гидродинамических воз-
мущений. Плотность плазмы в зоне между' фронтом испаре-
ния и областью поглощения излучения достаточно велика,
а следовательно, велика скорость передачи энергии от элек-
тронов к ионам (электрон-ионная релаксация). Поэтому в
этой зоне в отличйе от плазмы с плотностью, меньше крити-
ческой, температура ионов приблизительно равна температуре
электронов.
Наряду с Электронной существует ионная теплопровод-
ность, когда тепло переносится непосредственно ионами. Ионы
из-за своей1 большой массы значительно менее подвижны,
чем электроны, а температура ионов в разлетающейся плазме
не превосходит температуры электронов, поэтому в короне
мишеней этот процесс малоэффективен (в центральной части
мишени может сложиться иная ситуация из-за «отрыва» ион-
ной температуры от электронной в результате кумуляции волн
сжатия}.
При большой скорости подачи лазерной энергии в высоко1
температурной плазме (для лазера с длиной волны порядка
1 мкм интенсивность падающего излучения должна сущест-
венно превышать 1014 Вт/см2) электроны нё успевают пол-
ностью термализоваться, то есть «переработать» энергию
электромагнитного поля в тепло. Возникает группа электро-
нов, имеющая среднюю энергию значительно большую, чем
тепловые электроны. В настоящее время предложено несколь-
ко механизмов, объясняющих генерацию таких надтепловых
электронов в плазме. Не вдаваясь в подробности, отметим,
что потоки надтепловых электронов рождаются в окрестности
критической плотности (возможно, также в окрестности плот-
ности, равной четверти критической). Их генерация связана
с резонансным и аномальным механизмами поглощения из-
лучения. В основе всех, вообще говоря, многочисленных
процессов, приводящих к появлению надтепловых электронов,
лежитпередача энергий от возбужденных в плазме волн ча-
стицам за счет процесса, который является обратным про-
цессу поглощения Ландау. Суть этого механизма в том, что
электроны, двигающиеся в фазе с волной (условие фазировкм
vx ~ (o/fe, где vx — скорость электрона в направлении рас-
пространения волнь!, фазовая 1 скорость волны иф = (о//г),
55
могут отбирать у нее энергию без столкновений с другими
частицами. Частицы со скоростями vx< иф набирают энергию
от волны, а частицы со скоростями > иф отдают энергию
волне. Соответственно электроны будут в среднем ускорять-
ся, если первых частиц будет больше, чем вторых. Про-
цесс передачи энергии от плазменных волн электронам
за счет затухания Ландау является заключительным зве-
ном в цепи трансформации энергии от лазера плазме
при развитии различного рода параметрических неустойчи-
востей.
Средняя энергия («температура») надтепловых электронов
и их количество зависят от интенсивности (q) и длины волны
(X) лазерного излучения, геометрии облучения мишеней. Так,
«температура» надтепловых электронов возрастает с увели-
чением параметра (^Х2) по определенному закону и может
в 10 раз и более превысить температуру холодных электронов.
Поскольку длина пробега электрона пропорциональна квад-
рату его энергии, то надтепловые электроны проникают зна-
чительно глубже тепловых, осуществляя предварительный
прогрев мишени. Эффект генерации надтепловых электронов
и предварительного прогрева слоев вещества имеет большое
значение в проблеме ЛТС, поэтому к этим вопросам мы еще
не раз вернемся.
При высоких интенсивностях лазерного излучения перенос
энергии тепловой компонентой может существенно отличаться
от описанного выше. Дело в том, что основное предположение
о малости пробега электронов по сравнению с размерами
тепловых неоднородностей в плазме может не выполняться.
Зависимость потока энергии электронов от параметров плаз-
мы в этом случае будет значительно сложнее, а сам процесс
переноса энергии существенно отличаться от термодиффузион-
ного. На перенос тепла электронами могут повлиять также
такие физические процессы, как генерация спонтанных маг-
нитных полей (об этом эффекте речь пойдет в отдельном
разделе) и развитие плазменной турбулентности, когда элек-
троны рассеиваются на плазменных волнах (например, на
ионно-звуковых).
Наряду с надтепловыми электронами при больших интен-
сивностях падающего светового излучения генерируются по-
токи надтепловых (или быстрых) ионов. Известно несколько
механизмов, которые приводят к образованию таких ионов.
Причиной появления быстрых ионов может служить появле-
ние на критической поверхности сильных продольных резо-
нансных электрических полей. Эти поля могут «выбрасывать»
с критической поверхности электроны, а те, в свою очередь,
«потащят» за собой ионы. Быстрые ионы могут возникнуть
на краю разлетающейся горячей малоплотной плазмы за счет
того, что более подвижные электроны «вырываются» вперед
56
и «подтягивают» за собой ионы. Причиной возникновения
потоков быстрых частиц могут являться сложные гидроди-
намические движения, возникающие в лазерной плазме. Так,
при сильно неоднородном нагреве мишени (что может случить-
ся, например, из-за проявления эффекта самофокусировки
излучения) в короне возникают поперечные ударные волны.
Ударная волна — это волна сжатия, распространяющаяся
по веществу со сверхзвуковой скоростью. Газодинамические
параметры (плотность, давление, температура) резко нараста-
ют на фронте ударной волны. Например, плотность на фронте
сильной ударной волны, распространяющейся в газе или пол-
ностью ионизованной плазме, возрастает в 4 раза. Столкно-
вение ударных волн приводит к формированию кумулятивных
струй и выбросу части массы с большой скоростью. Возможны
и другие механизмы генерации «быстрых» ионов. Несмотря
на то что полное число таких ионов относительно невелико,
их энергия может составлять заметную долю от поглощенной
энергии, что приведет к существенному уменьшению импульса
давления, действующего на неиспаренную часть мишени.
Действительно, материальное давление прямо пропорциональ-
но плотности потока энергии и обратно пропорционально
скорости истечения вещества. При заданной плотности
потока энергии (она определяется интенсивностью падаю-
щего лазерного излучения) давление на неиспаренную
часть мишени уменьшится при увеличении скорости раз-
лета вещества.
В плазме, состоящей из многозарядных ионов, важными
процессами оказываются ионизация и рекомбинация ионов
(этот процесс является обратным по отношению к ионизации.
Ион «захватывает» свободный электрон, в результате чего
образуется ион с зарядом на единицу меньшим, чем исходный.
В том случае когда рекомбинируют однозарядные ионы,
образуются нейтральные атомы). Рекомбинация и девозбуж-
дение ионов сопровождаются интенсивным переизлучением,
которое наряду с тормозным излучением приводит к переносу
энергии в мишени. Ионизация в плазме происходит в основ-
ном за счет столкновения электронов с атомами и ионами
вещества. При ионизации электронным ударом возникает но-
вый ион более высокого заряда и электрон. В обратном
процессе — рекомбинации — участвуют три частицы: ион и
два электрона. Процесс рекомбинации при тройных столкно-
вениях является определяющим в плотной плазме. Возможен
и другой канал рекомбинации, когда избыток энергии электро-
на при захвате его ионом испускается в виде квантов света.
Этот процесс является обратным по отношению к фотоиони-
зации, о которой шла речь ранее, он оказывается важным
в малоплотной плазме.
Рекомбинационный и тормозной механизмы приводят к
57
испусканию электромагнитного излучения в виде сплошного
спектра. При переходе ионов из более энергичного возбуж*-
денного состояния в менее энергичное испускаются кванты,
соответствующие разнице энергий этих уровней. В этом слу-
чае спектр излучения состоит из отдельных линий. Физики
говорят, что происходит излучение в линиях. Процессы иони-
зации и рекомбинации в короне зависят от температуры,
плотности и химического состава плазмы. Характерные вре-
мена, за которые протекают указанные процессы, могут быть
сравнимы или даже превосходить время, за которое газо-
динамические параметры (температура и плотность) сущест-
венно изменяются в результате нагрева и разлета вещества,
поэтому процессы ионизации и рекомбинации в лазерной
плазме являются существенно нестационарными и неравно-
весными.
Рассмотрим процесс переноса излученной энергии по веще-
ству мишени. Фотоны, летящие в глубь мишени, поглощаются
в плотных слоях плазмы, нагревая ее, что, в свою очередь,
приводит к переизлучению. Задача распространения «лучис-
той» энергии в мишени является весьма, сложной, ее решение
удается получить только с помощью современных ЭВМ (в сле-
дующей главе в разделе, посвященном вычислительному экс-
перименту, мы расскажем об этом подробнее). Скажем
несколько слов об одной удобной физической модели,
описывающей перенос энергии излучением в нагретом
веществе.
В том случае когда плазма является оптически толстой,
то есть расстояние между точками рождения и поглощения
фотонов в среде много меньше размеров тепловых неоднород-
ностей, процесс распространения лучистой энергии можно
представить в виде некой термодиффузии. Однако в этом
случае требуется ввести понятие «лучистой» температуры,
которая, вообще говоря, не совпадает с электронной или
ионной температурой. Смысл этой температуры следующий:
если предположить, что реально существующему потоку из-
лучения соответствует некий равновесный поток, то есть
удовлетворяющий планковскому закону распределения по ча-
стотам (см. предыдущую главу), тогда суммарный по спек-
тру односторонний поток излучения будет равен qA =
= —16(73/|Г| где а — постоянная Стефана — Больцмана
(о = 5,6 • 10“12 Дж/см2 • с • град); Г, — эффективная темпе-
ратура излучения; /л — среднее значение длины пробега кван-
тов в среде. Эта температура будет совпадать с температурой
электронов лишь в том случае, когда выполняется условие
равновесия излучения со средой. Коэффициент лучистой теп-
лопроводности, как и в случае с электронной теплопровод-
ностью, сильно зависит от температуры ~/, • Г’{, (/, ~
58
~Т3'3 • р~2) а сам процесс распространения энергии также
носит характер тепловых волн.
Выше мы дали описание отдельных физических процес-
сов, протекающих в короне. Опишем теперь в целом, как
происходят формирование и разлет плазменной короны сфе-
рических мишеней под действием мощных лазерных импуль-
сов. Первоначально излучение проникает лишь на глубину,
равную приблизительно длине волны. Внешние слои быстро
нагреваются. В глубь мишени со сверхзвуковой скоростью
движется тепловая волна, а вслед за ней со звуковой ско-
ростью — волна разрежения. Вещество, охваченное волной
разрежения, движется наружу. Скорость тепловой волны силь-
но зависит от температуры и быстро спадает на фронте,
где температура резко уменьшается. В первые моменты вре-
мени ширина зоны, прогретой тепловой волной, превосходит
область, охваченную движением. По прошествии времени, по
порядку величины, равного времени электрон-ионной релакса-
ции, волна разрежения нагоняет тепловую волну. Фронт
тепловой волны движется с волной разрежения с местной
скоростью звука. На фронте за счет реактивного и теплового
давлений формируется импульс, направленный к центру ми-
шени. На вопросе о передаче энергии «и импульса в неиспа-
ренные слои мишени мы остановимся несколько позже, а
сейчас вернемся к процессам в разлетающейся короне. По ме-
ре поступления энергии вещество нагревается и разлетается
с возрастающей скоростью. Пока температура плазмы не
велика (до миллиона градусов), излучение практически пол-
ностью поглощается. С ростом температуры заметная доля
лазерной энергии достигает критической поверхности и отра-
жается. На первой стадии формирования короны критическая
поверхность движется от центра мишени. В современных
экспериментах при интенсивностях падающего излучения
1013—1014 Вт/см2 и размерах мишеней порядка нескольких
сотен микрометров продолжительность этой стадии менее 1 нс.
С течением времени характер процесса формирования короны
меняется. Если интенсивность падающего излучения меняется
достаточно медленно (за время порядка 1 нс), то параметры
короны (распределения температуры, плотности и скорости)
также измеряются достаточно плавно. Расстояние от границы
испарения до критической поверхности при неизменных па-
раметрах лазерного излучения становится практически по-
стоянным, и следовательно, критическая поверхность начинает
вслед за фронтом испарения двигаться к центру. На этой
стадии разлет плазменной короны удобно описывать с по-
мощью квазистационарного приближения. Суть этого прибли-
жения в следующем: предполагается, что в системе коорди-
нат, связанной с фронтом испарения, распределения газо-
динамических параметров удовлетворяют стационарным
59
значениям, которые зависят только от интенсивности и длины
волны излучения, размеров и химического состава мишени.
Такая модель «стационарной короны» позволяет получить
достаточно хорошее и простое описание параметров плазмы
в короне в том случае, когда лазер удовлетворяет условиям —
длительность импульса более 1 нс и интенсивность излучения
не слишком велика (значение произведения плотности потока
энергии q на квадрат длины волны X лежит в диапазоне
(?Х2 = 1012—1014 Вт/см2/мкм2). Эта модель позволяет оценить
давление на неиспаренную часть мишени, скорость испарения
вещества и долю энергии, передающуюся от лазера в глубь
вещества, в зависимости от параметров излучения и мишени,
то есть основные характеристики короны. В следующем раз-
деле будет показано, что диапазон параметров, где справед-
ливо квазистационарное приближение, является близким к
необходимому для организации наиболее оптимального режи-
ма сжатия оболочечных мишеней. Поэтому развитая модель
«стационарной короны» нашла широкое применение в теоре-
тических исследованиях и анализе экспериментальных данных
по ЛТС. Опишем подробнее, какие выводы следуют из ана-
лиза уравнений стационарного сферического разлета. Оказы-
вается, качественная картина состояния короны определяется
величиной безразмерного параметра
v _ ^Qo ( т.
70
Здесь х()—коэффициент электронной теплопроводности (х =
= хоГ2,5) ,Q() — величина падающего потока излучения в 1 сте-
радиан; /?{) — радиус неиспаренной части мишени (для того
чтобы выполнялись условия стационарности на границе ис-
парения вещества, приходится потребовать, чтобы при
г = 7?() плотность обращалась в бесконечность. Значение плот-
ности в неиспаренной части мишени не оказывает влияния
на состояние короны); рКР — плотность плазмы на критической
поверхности; /и/, z — масса и заряд ионов. Сам параметр
у() и дробные показатели степеней различных величин являют-
ся следствием того факта, что в «стационарной короне» три
различных потока энергии — лазерный, тепловой и гидро-
динамический — находятся в постоянном соответствии. Кри-
тическая плотность, как было сказано ранее, зависит от длины
волны излучения, как рКР ~ X-2, откуда параметр
° W
В том случае когда у() больше
через критическую поверхность
. х3-5.
10, скорость течения плазмы
является существенно сверх-
60
звуковой, а сама критическая поверхность расположена срав-
нительно далеко от поверхности неиспаренной части мишени.
При уменьшении этого параметра критическая поверхность
приближается к фронту испарения. При у()>10 параметры
плазмы таковы, что значительная часть энергии лазера до-
стигает критической поверхности и поглощается в ее окрест-
ности. В этом случае справедливо приближение, что все из-
лучение лазера поглощается локально на критической поверх-
ности. Условия большинства современных экспериментов по
ЛТС таковы, что соответствующий параметр у() лежит в ин-
тервале 10—1000 и, следовательно, приближение локального
на критической поверхности поглощения излучения является
оправданным. В том случае когда размеры мишеней велики
(например, в будущих экспериментах с большими лазерами)
или когда длина волны лазера значительно меньше 1 мкм,
излучение поглощается, не доходя до критической поверхно-
сти. В этом случае используется модель короны с распреде-
ленным поглощением. Задача становится двухпараметриче-
ской (наряду с появляется новый безразмерный параметр,
зависящий от величины коэффициента поглощения, парамет-
ров мишени и лазерного излучения). В этой книге нет смысла
подробно останавливаться на описании особенностей различ-
ных физико-математических моделей короны, отметим только,
что с их помощью удается с большой степенью достоверности
описать физические процессы в короне лазерных мишеней.
0.4
0.2 -
10 Ю2 103 70
Рис. 3.3. Зависимость коэффициента передачи потока энергии ц от парамет-
ра То, полученная из модели «стационарной короны»
61
Так, на рис. 3.3 показана полученная из модели «стационар-
ной короны» зависимость коэффициента передачи потока
энергии <р = 0,41 Q*/Qti от у(). Здесь Q*— поток энергии через
поверхность, где местная скорость звука равна гидродинами-
ческой скорости.
СЖАТИЕ
В первой главе мы говорили о том, что центральной про-
блемой инерциального термоядерного синтеза является сжа-
тие горючего. В этом разделе мы опишем физические про-
цессы, протекающие при сжатии мишени. Обсудим условия
облучения и режимы сжатия, которые могут быть использо-
ваны для достижения параметров в горючем, необходимых
для развития эффективной термоядерной реакции.
Тепловая волна, распространяющаяся по мишени при ла-
зерном облучении, выступает в качестве поршня, порождаю-
щего на границе испарения импульс давления, который
является источником ударных и звуковых волн, сжимающих
вещество9. Усредненная по времени пондеромоторная сила,
обусловленная излучением лазера, также может выступать
в качестве источника импульса давления, направленного к
центру, однако для случая развитого гидродинамического
движения в короне, когда длительность лазерного облучения
превосходит время электрон-ионной релаксации, импульс дав-
ления практически полностью определяется газодинамически-
ми силами. В самом деле, давление можно оценить как от-
ношение плотности потока энергии (q) к скорости переноса
энергии, то есть р ~ q/v. Так как плотность потока энергии
задается интенсивностью лазера (?.1аз (если поглощение излу-
чения близко к единице, то (?~р1аз), то газодинамическое
давление ргд ~ р 1аз/игд, а световое рсв ~ (71аз/с, здесь с —
скорость света, а игд — газодинамическая скорость, которая
оказывается в 102—103 раз меньше скорости света. Поэтому
газодинамическое давление относится к световому, как
ргд/рсв~-^~ 102-103.
угд
Максимальное сжатие при фиксированном значении затра-
ченной работы может быть достигнуто в том случае, когда
начальная энтропия горючего невелика и не возрастает в
процессе сжатия (то есть процесс сжатия является адиабати-
ческим). В этом случае внутренняя энергия вещества опре-
деляется только работой внешних сил. Она связана с занимае-
мым объемом и начальными параметрами вещества следую-
Звуковую волну можно рассматривать как случай ударной волны очень
малой интенсивности.
62
щим соотношением: Е == £о (У<>/V)v-1, где £, £о — текущее
и. начальное значения внутренней энергии; V, V()--соответ-
ствующие объемы; у — показатель адиабаты, по физическому
смыслу являющийся отношением теплоемкости вещества, вы-
численной при постоянном давлении (СД к теплоемкости при
постоянном объеме (СД y=Cp/Cv. Показатель адиабаты
характеризует вклад в энергию плазмы внутренних степеней
свободы частиц, не связанных с их поступательным движе-
нием. Например, для идеального газа показатель адиабаты
у = 5/3. Если вклад внутренних степеней свободы возрастает,
то 1. Из написанной выше формулы следует, что степень
сжатия горючего может возрастать вплоть до бесконечности
при конечных затратах энергии в том случае, если начальная
внутренняя энергия £о равнялась 0, то есть если первоначаль-
но вещество было «абсолютно холодным»: 6 = (VO/V\) =
= (ЕК/Е<У~\ здесь 6 — степень сжатия. При заданной работе
внешних сил, определяющих значение £к, сжатие газа тем
больше, чем меньше начальный нагрев (или энтропия) ве-
щества. Адиабатическое сжатие есть некая физическая идеа-
лизация реально существующих явлений. При реальном сжа-
тии в веществе протекают процессы, приводящие к росту
энтропии. Так, ударные волны, распространяющиеся по ве-
ществу, приводят к его нагреву. В сильной ударной волне
приблизительно половина энергии идет на нагрев и полови-
на — на движение вещества за фронтом ударной волны.
На фронте сильной ударной волны плотность вещества воз-
растает в (у+ 1 )/(т — 1) раз, то есть в случае идеального
газа в 4 раза. При сжатии шарика сильной ударной волной
его плотность на фронте волны возрастает в 4 раза, с после-
дующим адиабатическим дожатием — в 15 раз по сравнению
с начальной плотностью. Отраженная от центра ударная вол-
на приведет к дополнительному сжатию, так что в конце
процесса отношение конечной плотности к начальной может
достигнуть 33. Таким образом, однородный шарик с помощью
приложенного к нему постоянного давления можно сжать
всего лишь в несколько десятков раз (а ведь нужно сжатие
более чем в 1000 раз!).
Несколько позже мы расскажем о том, каким образом
возможно достичь больших степеней сжатия, а сейчас опишем
подробнее физические эффекты, сопровождающие процесс
сжатия.
Решение, описывающее сжатие шарика сильной ударной
волной, получено без учета предварительного прогрева ве-
щества надтепловыми электронами и рентгеновским излуче-
нием. Кроме того, предположение о том, что вещество ми-
шени удовлетворяет законам идеального газа, является также
условным. При сильном сжатии и нагреве вещества в нем
63
происходят такие физические процессы, как разрушение мо-
лекулярной структуры, отрыв внешних электронов, сложное
взаимодействие остатков атомов, электронов, излучения и
многое другое. Для описания свойств вещества в широком
диапазоне давления и степени сжатия, которые реализуются
в лазерных мишенях, существует ряд физических моделей,
согласующихся с экспериментальными данными. Так, давле-
ние в сжатом веществе (в одной из простейших моделей)
можно представить в виде суммы двух составляющих. Пер-
вая из них связана с тепловым движением частиц. Как в
случае обычного газа, эта часть пропорциональна произве-
дению концентрации частиц на температуру. Другой компо-
нент связан с силами взаимодействия, действующими между
атомами или ионами, и непосредственно не зависит от тем-
пературы. Это так называемая упругая составляющая давле-
ния. При сильном сжатии (когда плотность вещества в сотни
раз превосходит плотность в твердом состоянии при нормаль-
ных условиях) поведение электронов в веществе определяет
квантовомеханический эффект — вырождение электронов.
В основе этого эффекта лежит принцип Паули, запрещающий
двум электронам находиться в одинаковых состояниях.
Эффект Паули приводит к тому, что между электронами су-
ществует отталкивание, поэтому даже при абсолютном нуле
температуры электронный газ обладает конечным давлением,
которое возрастает с увеличением концентрации частиц, как
Рс ~ Л^е/3. Поэтому при высокой степени сжатия и не слишком
большой температуре (температура должна быть сравнима по
порядку величины с температурой вырождения Ферми, рав-
ной 4,35 • 10“11 • градусов) давление в веществе может
быть существенно выше, чем следует из модели идеального
газа при заданных значениях Т и Ne.
В предыдущем разделе уже говорилось, что с ростом
интенсивности и длины волны лазерного излучения возрастает
энергия и количество надтепловых электронов. Надтепловые
электроны проникают в глубь мишени и прогревают ее рань-
ше, чем приходит волна сжатия. Передача энергии тепловым
электронам происходит в результате кулоновских (парных)
столкновений и возбуждения в плазме токов «тепловых» элек-
тронов, которые, рассеиваясь на ионах, преобразуют энергию,
переносимую частицами, в тепло (в электротехнике нагрев
проводника подчиняется закону Джоуля — Ленца, поэтому
описанный механизм называют джоулевой диссипацией энер-
гии). Возникновение в плазме токов «тепловых» электронов
объясняется тем, что поток надтепловых электронов перено-
сит электрический заряд. В результате в плазме возникают
мощные электрические силы, стремящиеся скомпенсировать
избыток заряда и порождающие обратные потоки тепловых
электронов. Таким образом, в плазме навстречу друг другу
64
распространяются два тока «горячих» и «холодных» электро-
нов. Благодаря подвижности электронов плазма в среднем
остается квазинейтральной, хотя в малых объемах (размера-
ми порядка дебаевского радиуса) возможно существование
некомпенсированных зарядов. (Что такое дебаевский радиус?
Если в плазму внести заряд, то он поляризует среду —
притянет к себе заряды противоположного знака. Деба-
евский радиус как раз и дает расстояние, на котором
заряды из плазмы заэкранируют внесенный пробный за-
ряд.)
В результате взаимодействия с электромагнитным полем
и тепловыми электронами возникает распределение надтепло-
вых электронов по энергиям. Как показывают теоретические
исследования и анализ экспериментальных данных, энерге-
тический спектр электронов можно воспроизвести путем на-
ложения двух спектров, соответствующих распределениям
Максвелла. При наличии «холодного» и «горячего» электрон-
ных компонент можно ввести две температуры электронов.
Поскольку проникающая способность электронов возрастает
пропорционально квадрату энергии, то всегда имеются части-
цы, проникающие в самые глубокие слои мишени. Однако
доля энергии, которую они вносят в эти слои, зависит от
температуры надтепловых электронов и их количества. На-
учиться управлять спектром надтепловых электронов одна из
важных задач физики взаимодействия мощного электромаг-
нитного излучения с веществом. Действительно, при опреде-
ленных условиях эффект преобразования лазерной энергии
в поток надтепловых электронов с последующим их поглоще-
нием в более глубоких слоях мишени может оказаться даже
полезным. Так, скажем, в случае длинноволнового СОг-лазера
поглощение излучения происходит в малоплотных слоях с кон-
центрацией Ne ~ 1019 частиц в 1 см3, то есть в периферийной
части короны. С точки зрения эффективности передачи энер-
гии в неиспаренные слои мишени такая ситуация крайне
невыгодна (см. предыдущий раздел, рис. 3.3, в случае
у() > 104 коэффициент передачи меньше ср <С 0,1). Поток над-
тепловых электронов переносит энергию в основном в глубь
мишени. Таким образом, надтепловые электроны могут высту-
пать в качестве промежуточного агента между лазером и
плазмой, позволяющего «вложить» энергию в более плотные
слои, а следовательно, увеличить эффективность передачи
энергии в неиспаренную часть мишени.' Отметим интересный
эффект — в спектре надтепловых электронов всегда имеются
высокоэнергетичные частицы, которые пролетают через ми-
шень практически без потерь (так как эффективность пере-
дачи энергии от надтепловых электронов в плазму тем выше,
чем меньше их энергия). Электростатические силы не позво-
ляют таким электронам навсегда покинуть мишень, они воз-
65
вращаются и за время сжатия могут многократно пролетать
через плотные слои, постепенно отдавая свою энергию. Часть
таких частиц вообще за время сжатия не успевает передать
свою энергию плазме. Таким образом, доля энергии, заклю-
ченная в высокоэнергетичной части спектра, как бы теряется,
не оказывая непосредственного влияния на сжатые слои
мишени. Однако, вылетая за пределы мишени, эти электроны
тянут за собой ионы, вызывая дополнительное расширение
плазмы и уменьшая долю энергии, передаваемую в горючее.
Для предотвращения нежелательного прогрева горючего
надтепловыми электронами предлагается использовать мише-
ни, содержащие слои из элементов с большим зарядом ядер
(Z), поскольку торможение электронов возрастает с увеличе-
нием Z. Другая возможность уменьшить прогрев горючего —
это создать в мишени магнитную изоляцию центра. Суть этого
подхода заключается в том, что на созданных специальным
образом неоднородностях в плазме генерируются магнитные
поля (подробнее об этом будем говорить ниже). Электроны
будут «закручиваться» в этих полях, и доля энергии, пере-
носимая ими в глубь мишени, уменьшится. Возможно также
уменьшить преднагрев горючего надтепловыми электронами
за счет создания мишеней из двух или более концентрических
оболочек (многокаскадные мишени). Промежуток между
внешним и внутренним каскадом должен быть заполнен газом
при минимально возможном давлении (а в идеале — вакуум).
Тогда ток надтепловых электронов не сможет скомпенсиро-
ваться током тепловых электронов в этом промежутке, и воз-
никший объемный электростатический заряд будет «за-
пирать» поток надтепловых электронов до тех пор, пока внеш-
ний каскад не долетит до внутренней мишени.
Часть поглощенной лазерной энергии трансформируется
в энергию рентгеновского излучения, причем в случае плазмы
с большими зарядами ионов доля энергии, преобразованной
в жесткое излучение, может оказаться достаточно большой.
Предварительный прогрев горючего жесткими рентгеновскими
квантами также является вредным фактором для цели дости-
жения высокой степени сжатия горючего. При использовании
мишеней из элементов с малыми зарядами ядер и при уме-
ренной интенсивности лазерного излучения (когда уже встре-
чавшийся нам ранее параметр qK2 не превосходит
1014 Вт/см2/мкм2) предварительный прогрев горючего рентге-
новским излучением оказывается невелик. Имеется возмож-
ность использовать рентгеновское излучение в качестве про-
межуточного агента между лазером и термоядерной мишенью.
Это открыло отдельное направление в исследованиях по ЛТС.
Такое направление получило название непрямого сжатия.
Как происходят нагрев и сжатие мишеней в этом случае,
мы расскажем позже.
66
Возможность сжимать вещество практически без увеличе-
ния энтропии (изэнтропический режим сжатия) известна
в гидродинамике давно. Применительно к лазерному термо-
ядерному синтезу идея изэнтропического сжатия сферической
мишени была выдвинута в 1972 году американскими физи-
ками (Дж. Наккольс и др.) [5]. Суть идеи: если органи-
зовать нарастающую по времени интенсивность лазерного им-
пульса так, чтобы сжатие осуществлялось последовательно-
стью слабых (почти звуковых) ударных волн, которые сходи-
лись бы в центр шара одновременно к моменту окончания
импульса, то можно достичь чрезвычайно высокой степени
сжатия. «Слабость» сходящихся ударных волн обеспечивается
малым по отношению к предыдущей волне ростом давления
на поверхности неиспаренной мишени. Закон изэнтропического
течения плазмы удается получить аналитически в случае
сжатия поршнем плоского цилиндрического и сферического
слоев. Анализ численных расчетов показывает, что для из-
энтропического сжатия однородного шара из ДТ-льда опти-
мальная временная зависимость плотности потока излучения
на поверхности мишени должна иметь вид:
q = q0(l -t/t„Г3v/(T+,).
где /о — длительность лазерного импульса, совпадающая с
временем прихода возмущений в центр мишени. На вкладке,
рис. 5, сверху схематически показана временная форма ла-
зерного импульса, а внизу — R—/-диаграммы движения по-
верхности неиспаренной части мишени и соответственно схо-
дящихся к центру ударных волн. Оптимальные по выходу
термоядерной энергии мишени, согласно данным, полученным
из численных расчетов, имеют на конечной стадии сжатия
следующие параметры: концентрация частиц А = 104 • Ао ~
~ 5 • 1026 частиц в 1 см3 (р ~ 2 • 103 л г/см3), где No—
начальная концентрация частиц; температура в центре 10—
20 кэВ. Образующиеся на конечном этапе сжатия распреде-
ления по радиусу температуры и плотности являются благо-
приятными для развития из центра мишени волны термоядер-
ного горения. В расчетах установлено, что при* вложенной
энергии 106 Дж и массе сжатого ДТ-горючего 10-3 г форма
лазерного импульса такова, что половина энергии должна вы-
делиться за время, равное 2 • 10-3 от длительности импульса.
Отношение интенсивностей в конце и в начале импульса долж-
но составлять 104—105. Создание лазера, способного генери-
ровать импульс такой формы, является крайне сложной тех-
нической задачей. Для получения импульса такой временной
формы американские физики предполагали использовать
серию коротких импульсов (10—20) с возрастающей интен-
сивностью. Интенсивность последних импульсов должна пре-
67
вышать 1017 Вт/см2 на поверхности мишени. Для достижения
этой цели в 70-е годы в США было создано несколько лазер-
ных установок на неодимовом стекле, генерирующих короткие
импульсы (длительностью около 0,1 нс) и большой плотно-
стью потока на мишень (более 1016 Вт/см2). При взаимодей-
ствии таких импульсов с веществом рождается большое ко-
личество надтепловых электронов, которые прогревают ми-
шень. Если мишень имела вид сферической оболочки, запол-
ненной газообразным горючим (а эксперименты велись в ос-
новном с таким типом мишеней), то надтепловые электроны
мгновенно нагревали ее, что приводило к резкому возраста-
нию давления и тепловому взрыву, половина прогретой обо-
лочки разлеталась с большой скоростью внутрь и сжимала
горючее. Такой режим получил название режима взрывающей-
ся оболочки. Предварительный прогрев горючего за счет над-
тепловых электронов и ударных волн весьма велик, и поэтому
достичь высоких степеней сжатия в этом случае невозможно.
С точки зрения достижения больших коэффициентов усиления
по энергии этот режим неперспективен. Изучается также режим
«частотного профилирования» импульса, когда в процессе сжа-
тия мишени частота лазера нарастает со временем.
Исследования советских физиков, выполненные в начале
70-х годов, показали, что режим изэнтропического сжатия
лазерных мишеней не является оптимальным для получения
больших коэффициентов усиления по энергии, а его практи-
ческая реализация крайне сложна, так как сжатие в этом
режиме неустойчиво, а технология изготовления лазерной
системы с требуемыми параметрами не разработана. В Совет-
ском Союзе была развита иная концепция сжатия термоядер-
ных мишеней10— использование простого лазерного импульса,
но более сложной по конструкции мишени. В этом случае
можно сжимать значительно большие массы горючего и со-
ответственно достигать более высоких коэффициентов усиле-
ния по энергии, чем в американском подходе. Идея заклю-
чается в том, что следует использовать мишени в виде
тонкостенных сферических оболочек со сложной структурой
из нескольких слоев. Высокое сжатие горючего в этом слу-
чае может быть достигнуто даже в случае лазерных импуль-
сов простой временной формы (например, в виде треуголь-
ника) и умеренной интенсивности (требуемая плотность потока
на поверхность мишени должны составлять 1014—1015 Вт/см2).
Простейший вид такой мишени — оболочка из ДТ-горючего
(например, ДТ-льда). Внешние слои целесообразно изготов-
1и Авторы этих работ — ученые из Физического института и Института
прикладной математики АН СССР — Ю. В. Афанасьев, Н. Г. Басов, П. II. Во-
лосевич, Е. Г. Гамалий, О. Н. Крохин, С. II. Курдюмов, Е. И. Леванов,
В. Б. Розанов, А. А. Самарский, А. И. Тихонов.
68
лять из другого материала, например из стекла или полимера.
Физика образования и разлета короны, а также формирова-
ния импульса давления, направленного к центру, рассматри-
валась в предыдущем разделе, поэтому перейдем сразу к
описанию сжатия такой мишени. Степень сжатия горючего,
как уже упоминалось, зависит от величины предварительного
прогрева.
При умеренной интенсивности лазерного излучения пред-
варительный прогрев вещества определяется в основном энер-
гией, вносимой ударными волнами. Ударная волна, сформи-
ровавшаяся вблизи границы испарения, проходит по перво-
начально холодному веществу оболочки. При выходе ее на
внутреннюю границу оболочки происходит «разгрузка» ве-
щества, крайние слои летят к центру со скоростью, прибли-
зительно равной тройной скорости звука. От внутреннего
края наружу по веществу со скоростью звука движется
волна разгрузки, слои, охваченные этой волной, летят к цент-
ру со сверхзвуковой скоростью. В это время на внешней
стороне оболочки продолжается формирование короны и на-
растание давления. Под действием этого давления вещество
«сгребается», и оболочка как целое ускоряется к центру.
На этом этапе сжатие вещества происходит почти адиабати-
чески и внутренняя энергия оболочки меняется не слишком
сильно. В момент столкновения внутренних слоев оболочки
в центре формируется сильная ударная волна, которая раз-
бегается по веществу и тормозит его. На этом этапе темпе-
ратура и давление в центральной части резко нарастают.
Степень сжатия можно оценить из следующих соображений.
Если на внешнюю границу оболочки действует постоянное
давление ра, то внутренняя энергия, которую получит веще-
ство при прохождении первой ударной волны, приблизитель-
но равна £() ~ 4л • /?2 • ра • До, где /?0, Д()— начальный ра-
диус и толщина оболочки. Конечная энергия вещества опре-
деляется работой внешних сил, затраченных на сжатие ве-
щества, и приблизительно равна £к = 4л/?оРа/3, откуда для
случая идеального газа с у = 5/3 вытекает, что 6 = (/?О/ДО)1,5,
то есть степень сжатия зависит от величины Л5 = /?о/До. Эта
величина, равная отношению начального радиуса к толщине
оболочки, получила название аспектного отношения (Л$).
Приведенная оценка позволяет лишь получить качественную
зависимость степени сжатия вещества от начальных парамет-
ров оболочки, так как при выводе формулы мы не учитывали
таких процессов, как режим формирования импульса давления,
изменение массы вещества за счет испарения, удар внутрен-
ней границы о центр и многое другое. В конечном итоге
сжатие будет несколько меньше, чем в приведенной оцен-
ке, зависеть не только от Л5. Однако тот факт, что
с помощью тонкостенных оболочек можно достичь высоких
69
сжатий и сконцентрировать значительную энергию в ма-
лых объемах (что, как вы помните, необходимо для до-
стижения эффективной термоядерной реакции), не вызывает
сомнений.
В большинстве современных экспериментов используются
газонаполненные оболочки. В этом случае оболочка из стекла
или полимерного материала заполняется ДТ-газом. Физика
сжатия таких мишеней подобна той, что описана выше,
правда, степень сжатия горючего при тех же параметрах
лазерных импульсов, как правило, оказывается меньше. Дело
в том, что дополнительный рост энтропии в газонаполненных
мишенях создается за счет сильных ударных волн, возникаю-
щих в газе при движении оболочки.
В конечном состоянии в центре мишени образуется сильно
нагретый и сжатый шар, средние по радиусу параметры ко-
торого (температура и плотность) будут определяться отно-
шением тепловой энергии в горючем к кинетической энергии
оболочки в момент начала торможения и тем, насколько сам
процесс торможения оболочки горючим будет близок к адиа-
батическому. Типичные распределения по радиусу газодина-
мических параметров (температуры, плотности и давления)
в области сжатия показаны на вкладке (рис. 7). Вследствие
кумуляции температура в центре всегда выше, а плотность
ниже, чем в периферийных слоях горючего. Для того чтобы
описать эффективность передачи энергии от лазера в обо-
лочку, вводится понятие гидродинамического коэффициента
передачи т]гд, который вычисляется как отношение кинетиче-
ской энергии оболочки (£кин) к поглощенной энергии лазера
Л ГД = ^кин/^.пи •
Достижимые плотности и степени сжатия горючего при за-
данной кинетической энергии оболочки определяются, как
уже упоминалось выше, величиной предварительного нагрева
за счет ударных волн, надтепловых электронов и жесткого
рентгеновского излучения. Понизить этот нагрев можно, ис-
пользуя лазерные импульсы умеренной интенсивности с плав-
но нарастающим передним фронтом. Уменьшая длину волны
излучения при сохранении интенсивности, удается увеличить
коэффициент передачи энергии и уменьшить количество и
«жесткость» надтепловых электронов.
Как показывают расчеты, для получения в центральной
части горючего требуемых для термоядерного зажигания
температур необходимо разогнать оболочку до скоростей 200—
300 км/с. Эту величину можно получить из следующих сообра-
жений. При движении оболочки со средней скоростью 200—
300 км/с ее внутренний край летит к центру приблизительно
70
в 3 раза быстрее, то есть со скоростью примерно равной
103 км/с. В момент удара разогнанного вещества о центр
кинетическая энергия переходит в тепловую, поэтому темпера-
тура и скорость связаны соотношением: —= — k • Г/. Здесь
ди, = 2,5 • 1,67 • КГ27 кг — средняя масса ядер дейтерия и
трития; k= 1,38 • 10-23 Дж/К. Отсюда можно получить тем-
пературу ионов Ti ~ 108 К-
При заданном значении плотности потока световой энер-
гии, падающей на мишень, конечная скорость оболочки тем
выше, чем больше ее аспектное отношение (Л5). Так, при
интенсивностях порядка 1014 Вт/см2 для достижения необхо-
димой скорости требуются оболочки, у которых начальный
радиус превосходил их толщину не менее чем в 50—100 раз.
При оценке температуры не учитывалось то обстоятель-
ство, что значительная доля энергии тепловым потоком уно-
сится из горючего в оболочку, причем в области сжатия;
в отличие от короны наряду с электронной и лучистой важна
и ионная теплопроводность. Дело в том, что кинетическая
энергия сосредоточена в ионах, и при их торможении вблизи
центра мишени температура ионов будет заметно выше, чем
температура электронов. При температурах порядка 10 млн.
градусов и выше энергия, уносимая тепловым потоком в обо-
лочку, оказывается сравнимой по величине с работой, со-
вершаемой оболочкой по сжатию, поэтому при оценке не-
обходимой для достижения термоядерного разгорания энер-
гии следует учитывать этот эффект. Тепловой поток пропор-
ционален производной от температуры. При фиксированном
значении температуры в центре производная от температуры
тем больше, чем меньше объем сжатого горючего. В свою
очередь, этот объем определяется массой и степенью сжатия
горючего. Допустимая масса мишени определяется величиной
энергии в лазерном импульсе, отсюда следует, что при срав-
нительно малых энергиях лазеров (порядка 1 кДж) весьма
трудно получить температуру порядка 100 млн. градусов даже
при достижении скорости полета оболочки 200—300 км/с.
Для этой цели требуется изготавливать мишени особых кон-
струкций так, чтобы существенно снизить поток тепла из
центральной области (например, путем добавления в ДТ-смесь
элементов с большим зарядом ядер)11 либо значительно уве-
личить плотность потока излучения (вспомните режим взры-
вающейся оболочки).
Для описания процессов сжатия высокоаспектных оболо-
чечных мишеней с помощью лазерных импульсов умеренной
интенсивности разработана упрощенная физико-математиче-
ская модель движения такой оболочки в приближении
11 Однако при этом возрастают потери на излучение.
71
квазистационарности короны, то есть когда вещество короны
успевает следить и за сжатием оболочки, и за изменением
лазерного импульса. Основные положения этой модели
следующие:
1) оболочка остается тонкой в течение всего процесса
сжатия;
2) распределения газодинамических параметров в короне
бесконечно быстро «подстраиваются» к распределениям, ко-
торые следуют из модели о стационарном сферическом раз-
деле (см. предыдущий раздел) для текущих значений радиуса
/?(/) и лазерного потока Q(/);
3) переносом энергии надтепловыми электронами и рент-
геновским излучением можно пренебречь;
4) распределения газодинамических параметров в сжатом
горючем можно заменить их усредненными по объему зна-
чениями.
Анализ уравнений, описывающих движение оболочки, по-
казывает, что ее динамика характеризуется величиной без-
размерного параметра ао, равного As • р*/ро. Здесь р* —
плотность плазмы в той точке короны, где текущая гидро-
динамическая скорость становится равной местной скорости
звука (то есть и£=(1 + Z) • T^/trii, гпл— масса иона). Эта
точка называется точкой Жуге. ро — начальная плотность
оболочки; As— ее аспектное отношение. Оказывается, что
гидродинамический коэффициент передачи (т]гд), относитель-
ные испаренная масса и скорость сжатия зависят от величины
этого параметра. На рис. 3.4 показана зависимость гидро-
динамического коэффициента передачи от параметра ао, по-
лученная в расчетах при условии постоянной мощности па-
дающего излучения. Видно, что при увеличении ао до неко-
торого значения ао тах возрастает величина гидродинамиче-
ского коэффициента передачи. Ограничение по а0 объясняется
тем обстоятельством, что очень тонкие оболочки прогорают
в процессе нагрева и ускорения лазерным излучением. Значе-
ния а0 тах при длине волны излучения лазера 1 мкм соответ-
ствуют очень большим аспектным отношениям As ~ 1000.
Использование таких оболочек практически невозможно из-за
ограничений, накладываемых требованиями устойчивости сжа-
тия (ниже этому вопросу посвящен отдельный раздел).
Во многих случаях оказывается, что плотность в точке Жуге
близка или равна критической плотности. (Эта последняя за-
висит от длины волны лазерного излучения рКР ~ 3 • 10“3Д2
[мкм] г/см3. Тем самым, используя зависимость на рис. 3.4,
можно сравнивать различные лазеры. Так, лазер с длиной
волны 0,3 мкм, воздействуя на оболочку с As = 102, приведет
к такой же гидродинамической эффективности процесса, как
лазер с длиной волны 1 мкм при облучении оболочки с
As = 103. Из этого можно заключить, что коротковолновые
72
Рис. 3.4. Зависимость коэффициента гидродинамической передачи q, t от
параметра а(>
лазеры являются более предпочтительными. В настоящее вре-
мя развита теория и созданы сложные программы, позволяю-
щие количественно описать всю последовательность физиче-
ских процессов, протекающих при нагреве и сжатии лазерных
мишеней. Так, проведенные расчеты показывают, что при
энергии лазерных импульсов порядка 1 МДж можно с по-
мощью оболочечных мишеней сжимать ДТ-горючее массой
10-2 г до плотности, в 1000 раз большей, чем плотность
твердого состояния, и достигать температур в центре порядка
100 млн. градусов. При этом длительность лазерного импульса
должна быть равной времени коллапса мишени, то есть со-
ставлять несколько десятков наносекунд (начальный радиус
порядка 1 мм, средняя скорость 200 км/с, откуда получается
время /*~50 нс). Средняя за время импульса мощность —
около 1014 Вт. Описанный выше режим в научной литературе
получил название режима сжимающейся оболочки. По сравне-
нию с описанным ранее режимом изэнтропического сжатия
мишеней, профилированным по времени лазерным импульсом,
он имеет ряд преимуществ:
1) масса горючего в случае режима сжимающейся обо-
лочки может быть на порядок больше, чем в изэнтропическом
режиме, а следовательно, больше коэффициент усиления по
энергии;
2) сжатие менее чувствительно к предварительному про-
73
греву, так как используются значительно меньшие плотности
потока лазерного излучения, а оболочка из вещества с боль-
шим Z может служить хорошим экраном, защищающим го-
рючее от электронов. Как и в первом подходе, проблема
устойчивости является чрезвычайно важной.
Отметим, что во всех экспериментальных исследованиях,
которые выполнены до настоящего времени, проверялась
только концепция сжатия горючего с помощью тонких обо-
лочек,. и в настоящее время эта концепция принята как
наиболее перспективная для ЛТС во всех лабораториях мира,
занимающихся этой проблемой. ’
ТЕРМОЯДЕРНОЕ ГОРЕНИЕ
В сжатом и нагретом до температуры порядка 100 млн.
градусов горючем происходят реакции синтеза изотопов во-
дорода и образование новых элементов. При этом выделяется
огромная энергия (мы уже рассказывали об этом в первой
главе). В результате термоядерных реакций в плазме обра-
зуются частицы, имеющие энергию, в 100 раз большую, чем
остальные ионы. Таким образом, имеются как бы две компо-
ненты частиц — ионы и электроны непрореагировавшего го-
рючего с энергиями 10—100 кэВ, которые составляют соб-
ственно плазму, и термоядерные частицы с энергией, превос-
ходящей 1 МэВ. Естественно, что длины пробегов термоядер-
ных частиц значительно больше, чем электронов и ионов
плазмы. В том случае когда масса горючего и степень сжа-
тия малы, термоядерные частицы (а-частицы, протоны, ней-
троны и др.) покидают плазму, практически не взаимодействуя
с ней. Такая ситуация существует, когда значение параметра
<р/?> в горючем меньше 0,1 г/см2. В современных экспе-
риментах на уровне энергий лазера 1 —10 кДж реализуется
как раз такой случай. Вылетающие продукты реакции не-
сут информацию о состоянии сжатого ядра мишени и яв-
ляются эффективным средством диагностики сжатой лазерной
плазмы. Если значения параметра <р/?> приблизительно равны
0,5 г/см2 и более, то возникающие в результате термоядерных
реакций заряженные частицы тормозятся в плазме, отдавая
ей свою энергию. Нейтроны не имеют электрического заряда,
поэтому они могут взаимодействовать с окружающими
частицами только при прямых ядерных столкновениях,
к тому же они имеют энергию, приблизительно в 4 раза
большую, чем а-частицы. Для того чтобы они эффективно
передавали энергию плазме, требуется, чтобы параметр сжатия
<р/?> был бы в 10 раз больше, чем для случая торможения
а-частиц.
Рождение «быстрых» частиц в реакциях синтеза и их
74
последующее торможение и вылет приводят к ряду интерес-
ных эффектов в термоядерной плазме. В результате каждой
реакции исчезают две «медленные» частицы и появляются
две и более (в отдельных реакциях) «быстрые» частицы.
В процессе торможения «быстрые» частицы передают свою
энергию и импульс плазме. В однородной сферически сим-
метричной плазме объемная сила, действующая на плазму
со стороны «быстрых» частиц, всегда является силой растя-
жения (такой результат следует просто из закона сохранения
импульса. Термоядерные частицы приводят к увеличению
давления плазмы как за счет описанной выше силы, так
и за счет нагрева). При температурах, меньших, чем 109 гра-
дусов, заряженные термоядерные частицы передают свою
энергию в основном электронам плазмы, а те, в свою очередь,
нагревают ионы.
Какой максимальный коэффициент усиления по энергии
можно получить при однородном сжатии и нагреве горючего?
Если имеется W частиц дейтерия и столько же частиц трития
(то есть всего 2W частиц), то на нагрев до температуры
116 млн. градусов (что составляет 10 КэВ в энергетической
системе единиц) требуется затратить Е„ = 15 • 4W (кэВ)
энергии. Коэффициент 4 возник из-за того, что на каждое
ядро приходится один электрон, то есть всего 4W частиц.
Если все ядра дейтерия и трития вступят в реакцию (всего
W реакций), то можно получить энергию ЕТЯ=17,6М МэВ,
или 17600Л/ кэВ. Отсюда легко вычислить максимальный
коэффициент усиления
Qm.ix = тя/= 300.
Итак, в случае однородного сжатия усиление по энергии не
может превысить 300. В реальных условиях эта величина
будет еще меньше из-за разлета вещества. Можно ли увели-
чить значение коэффициента усиления по энергии при одно-
родном сжатии? Вообще говоря, если нагреть горючее до
температуры 2 кэВ и суметь каким-либо образом удержать
сжатое горючее достаточно длительное время так, чтобы
ядра успели прореагировать, то^ можно получить усиление
более 1000. Но возникает вопрос — как заставить вещество
эффективно прореагировать. Ведь при уменьшении температу-
ры в 5 раз эффективная скорость реакций упадет в сотни
раз, а скорость разлета вещества — только в 2 раза. Оказы-
вается, сама физика сжатия позвс^ляет подойти к решению
этой проблемы. Дело в том, что в результате сферической
кумуляции температура и плотность в сжатом горючем не-
однородны: в центре образуется менее плотная, сильно на-
гретая область, а на периферии — плотные, сравнительно
холодные слои горючего. Если температура и величина
75
в центральной части достаточны, то там происходит вспышка
термоядерных реакций. Заряженные термоядерные частицы,
электроны, электромагнитное излучение и ударные волны
переносят эту энергию в периферийные слои, где при опре-
деленных условиях (достаточно большом р/?) начинается
термоядерная реакция. Таким образом, в том случае когда
выполняются условия поглощения термоядерных частиц, име-
ется возможность осуществить режим с самоподогревом ве-
щества за счет реакций синтеза. Достаточно затратить энер-
гию только на запуск такой реакции, а дальше будет раз-
виваться самоподдерживающийся процесс — по горючему бу-
дет распространяться волна термоядерного горения. В этом
случае для получения энергетически выгодной реакции нужно
потратить энергию на разогрев не всей массы (Л4), а только
ее центральной области массой (/п), которая послужит «спич-
кой» для поджигания всего горючего. Следовательно, коэффи-
циент усиления по энергии в этом случае может быть уве-
личен в (М/т) раз. Теоретически показано, что при развитии
волны термоядерного горения в оболочечных мишенях можно
получить усиление по энергии в 1000 раз.
Остановимся теперь несколько подробнее на условиях
развития и механизмах переноса энергии волны термоядер-
ного горения. Для того чтобы в центральной части мишени
произошла «вспышка», требуется, чтобы температура в этой
области достигала 10 кэВ, а значения параметра <р/?) ~
~ 0,5 г/см2. С точки зрения уменьшения затрат на иницииро-
вание эффективной термоядерной реакции, чем плотнее и
«холоднее» периферийные слои горючего, тем лучше. Длины
пробегов нейтронов и квантов излучения достаточно велики,
поэтому эти механизмы переноса энергии могут сказаться
на распространении волны горения только при больших раз-
мерах плазмы. В случае лазерного термоядерного синтеза
рассматриваются такие массы мишеней, когда названные
выше пробеги оказываются больше размеров сжатой области,
поэтому нейтроны и жесткое рентеновское излучение равно-
мерно прогревают всю массу горючего, причем большая
часть энергии выносится из плазмы. В том случае когда
температура плазмы не слишком велика (менее 50 кэВ),
ведущим механизмом переноса энергии являются теплопровод-
ность и частично а-частицы. Впереди тепловой волны, рас-
ширяющейся от центра, движется ударная волна. Так как
температура на фронте ударной волны в этом случае не-
велика (порядка 1 кэВ), то реакций синтеза до прихода
тепловой волны практически не происходит. Такой режим
распространения волны горения является относительно мед-
ленным. Скорость распространения волны горения составляет
700—1000 км/с. При температурах более 50 кэВ по горючему
распространяется сильная ударная волна со скоростью 1500—
76
2000 км/с. Температура на фронте ударной волны получается
достаточно большой для инициирования эффективной реак-
ции синтеза. В этом случае волна горения распространяется
вместе с фронтом ударной волны. Такой режим называют
режимом термоядерной детонации. На вкладке (рис. 8) схема-
тически показаны распределения температуры и плотности
по радиусу в волне горения, распространяющейся по горю-
чему.
В предыдущем разделе упоминалось, что, как в режиме
изэнтропийного сжатия сплошных мишеней, нарастающем по
определенному закону лазерным импульсом, так и в случае
низкоэнтропийного режима сжатия оболочечных мишеней
с помощью импульса умеренной интенсивности, в горючем
на момент максимального сжатия формируются распределе-
ния газодинамических параметров, благоприятные для разви-
тия самоподдерживающейся волны горения. Однако, как
показывают численные расчеты, в первом случае при погло-
щенной лазерной энергии 1 МДж возможно достичь коэффи-
циентов усиления порядка 100. Во втором случае при той же
энергии лазера можно сжать большие массы горючего и по-
лучить коэффициенты усиления порядка 1000. Мишень в этом
случае должна иметь радиус от 3 до 10 мм, аспектное отноше-
ние, приблизительно равное 100, и содержать массу горючего
в виде ДТ-льда, намороженного на внутреннюю сторону
оболочки, равную 2 4- 5 мг.
До сих пор речь шла о развитии термоядерного горения
в дейтерий-тритиевой смеси при первоначально равной кон-
центрации дейтерия и трития. В этом случае, как мы уже
говорили ранее, условия достижения эффективной термоядер-
ной реакции значительно мягче, чем при использовании дру-
гих видов горючего. Однако использование трития в качестве
горючего имеет ряд негативных сторон. Как уже упоминалось
в первой главе, трития в природе нет, и его нужно нараба-
тывать в ядерных реакциях (например, в реакциях нейтронов
с литием). Наработка трития является сложным и дорого-
стоящим технологическим процессом. Более того, из-за ра-
диоактивности и большой подвижности трития при работе
с ним требуются значительные усилия по обеспечению радиа-
ционной безопасности. В связи с этим целесообразно иссле-
довать возможность инициирования реакций синтеза ядер
дейтерия и других элементов. В случае инерциального термо-
ядерного синтеза нет, по-видимому, принципиальных физиче-
ских запретов на создание энергетики, базирующейся на
сжигании чистого дейтерия или смеси, обогащенной дейтери-
ем. Весьма перспективной представляются схемы, где дейте-
рий-тритиевая смесь используется только в качестве инициа-
тора волны термоядерного горения (ее масса т будет в этом
случае значительно меньше М). Правда, в этом случае
77
потребуются затраты энергии для инициирования самопод-
держивающейся реакции, раз в 5—10 большие, чем в случае
50%-ного содержания трития в горючем, однако улучшение
технологии лазеров, мишеней и других элементов ЛТС, воз-
можно, сделает эти энергетические затраты не столь обреме-
нительными.
ГИДРОДИНАМИЧЕСКАЯ НЕУСТОЙЧИВОСТЬ
В предыдущих разделах мы описали эволюцию сфериче-
ской мищени при облучении ее мощным световым импульсом
(само слово «эволюция» в данном случае следует понимать
лишь условно, поскольку весь процесс длится миллиардные
доли секунды). До сих пор мы рассматривали идеально
сферическую плазму, симметрично облучаемую лазерным по-
током. Однако в действительности неизбежные отклонения
от однородности при облучении (невозможно создать идеаль-
но сферическую сходящуюся световую волну) и в структуре
мишени приводят к отличию сжатия от сферически симмет-
ричного. Если же процесс сжатия неустойчив, то движение
через некоторое время может стать существенно неоднород-
ным, даже если начальные возмущения были сравнительно
малыми. Отклонение от сферической симметрии сжатия ми-
шени и, возможно, перемешивание слоев могут существенно
повлиять на параметры ДТ-горючего в момент коллапса
оболочки и на развитие волны термоядерного горения. Даже
в отсутствие гидродинамической неустойчивости, когда ампли-
туду возмущения сферической поверхности а() можно считать
постоянной в процессе сжатия, допустимая величина а„ долж-
на быть достаточно малой, причем чем больше сжатие, тем
выше требования на точность изготовления мишени. Действи-
тельно, степень сжатия 6 = VJVK = (/?„//? к)3, где, как и ранее,
/?о, — начальный и конечный радиусы горючего. Мишень
можно считать сжатой достаточно симметрично, если ампли-
туда возмущения будет много меньше конечного радиуса,
откуда следует:
ао <^RK = Ro(R3k/RW/3 = Rof>-'/3.
Ситуация оказывается существенно более сложной из-за
развития гидродинамической неустойчивости. В процессе сжа-
тия могут реализоваться три типа неустойчивостей. Наиболее
опасный и, пожалуй, наиболее изученный тип неустойчивости,
развивающийся в лазерных мишенях,— это неустойчивость
Рэлея — Тейлора. Классический пример такого типа неустой-
чивости — это «проваливание» ртути, налитой первоначально
поверх слоя воды. На рис. 3.5,а,б схематически показано
78
Рис. 3.5. Развитие гидродинамической неустойчивости типа Рэлея — Тейлора
на границе раздела двух слоев жидкости в поле тяжести. рь р2 — плотности
жидкостей; g — ускорение свободного падения; fpci — результирующая объем-
ная сила, действующая на столбик жидкости с площадью основания, равной 1,
fpe.< ~ (Pi — Р*) ’ S, • а^а — амплитуда возмущения поверхности)\а — линейная
стадия развития возмущений; б — нелинейная стадия; щ амплитуда всплы-
вающего с постоянной скоростью «пузыря» (ai ~ /); а> — амплитуда «про-
валивающейся» жидкости, двигающейся с постоянным ускорением (аг ~ /2),
здесь / — время
развитие по времени этого процесса. Первоначально более
тяжелая жидкость плотностью pi расположена сверху отно-
сительно другой жидкости плотностью р2 в поле силы тяже-
сти. Пусть граница раздела двух сред слабо возмущена,
то есть имеет вид синусоиды малой амплитуды (условие ма-
79
лости, или, более правильно, условие линейности процесса
заключается в следующем: произведение амплитуды а на вол-
новое число k должно быть много меньше 1, то есть а • k 1.
Волновое число связано с периодом или длиной волны си-
нусоиды кь следующим простым соотношением: fe = 2n/X/>).
Посмотрим, какие силы приложены к центру масс «горба»
или «впадины». На «впадину» действуют сила тяжести, на-
правленная вертикально вниз, и выталкивающая сила Архиме-
да, направленная вверх; равнодействующая этих сил, при-
ложенных к единице площади, равна (р( — р2) • g • а и на-
правлена вверх или вниз в зависимости от того, какая
жидкость имеет большую плотность. Если сверху более плот-
ная жидкость, то «впадина» и «горб» будут возрастать (рав-
нодействующие силы в этом случае направлены от границы
раздела), в противоположном случае равнодействующие силы
будут направлены к границе раздела и сама поверхность
раздела будет испытывать колебания с постоянной амплиту-
дой (поверхностное натяжение жидкости приведет к затуха-
нию колебаний). Итак, возмущения поверхности раздела
ртуть — вода будут увеличиваться, то есть ртуть будет про-
валиваться вниз. На линейной стадии процесса (условие
«линейности» сформулировано выше) амплитуда возмущения
нарастает со временем по экспоненциальному закону а =
= аоехруРТ • /, причем скорость роста (а правильнее, инкре-
мент роста) возмущений будет зависеть от отношения плот-
ностей, величины ускорения и увеличивается с уменьшением
длины волны:
Трг
Отношение Ат = (pi — P2)/(pi + Р2) называют числом Атвуда.
Приведенный закон развития возмущений справедлив лишь
в том случае, когда можно пренебречь поверхностным натя-
жением, вязкостью, теплопроводностью и сжимаемостью ве-
щества. Более того, он описывает только первую стадию про-
цесса, когда амплитуда возмущений мала, а сами слои жид-
кости достаточно толстые, так что взаимодействием границ
можно пренебречь. По мере возрастания амплитуды возму-
щений форма границы и закон роста меняются (см. рис. 3.5,6).
На нелинейной стадии получить строго аналитически закон
развития возмущений не удается, тем не менее анализ экспе-
риментальных и расчетных данных, а также упрощенная
физико-математическая модель, развитая Э. Ферми, позволя-
ют описать дальнейшую эволюцию возмущений. Проваливаю-
щиеся части тяжелой жидкости сужаются и падают с воз-
растающей скоростью. Ясно, что в конце концов их движение
будет подчиняться закону свободного падения в поле сил тя-
80
жести, то есть путь, проходимый этим веществом, будет
изменяться по закону
а ~ (PI — Р2) • g • t2/2.
Всплывающие вверх «горбы», или «пузыри», поскольку речь
идет о менее плотной жидкости в более плотной, будут дви-
гаться на этой стадии процесса с постоянной скоростью.
В этом случае отсутствует зависимость скорости роста воз-
мущений от длины волны (да и само понятие длины волны
возмущения здесь уже неприемлемо).
Диссипативные процессы — вязкость, теплопроводность и
поверхностное натяжение — могут приводить к насыщению
скорости роста возмущений еще на линейной стадии, причем
эти механизмы тем эффективнее, чем меньше длина волны
возмущения. Физики говорят в таком случае, что диссипа-
тивные процессы приводят к насыщению и подавлению ко-
ротковолновых возмущений.
Если рэлей-тейлоровская неустойчивость развивается в
сжимаемой среде с плавно меняющимися значениями плот-
ности (лазерная плазма является как раз такой средой),
то на линейной стадии инкремент роста возмущений будет
иметь более сложный вид и, вообще говоря, зависеть от гра-
диента плотности, значения скорости звука в среде и других
газодинамических параметров. Мы не будем приводить здесь
общий вид выражения для инкремента роста, отметим лишь,
что в сжимаемой среде насыщение роста величины инкремен-
та с увеличением волнового числа происходит при
j vp.
Другой тип неустойчивости — неустойчивость Кельвина —
Гельмгольца. Она возникает на границе раздела двух жид-
костей или газов разной плотности при их скольжении отно-
сительно друг друга. Инкремент роста возмущений в этом
случае равен уК[- ~ feu . Здесь и — относительная ско-
рость движения слоев; pi, рг — их плотности. Этот вид не-
устойчивости можно наблюдать при раскачке волн на по-
верхности моря в ветреную погоду. В данном случае неустой-
чивой является граница раздела вода — воздух. В лазерной
мишени на развитой стадии неустойчивости проваливающиеся
слои тяжелой жидкости из-за неустойчивости Кельвина —
Гельмгольца могут породить вихри и перемешивание слоев
различной плотности.
Третий тип неустойчивости, который может реализоваться
в лазерной мишени,— это конвективная неустойчивость Бе-
81
нара. Такой тип неустойчивости может развиваться в жид-
кости, находящейся в поле тяжести и подогреваемой снизу.
Именно благодаря этому типу неустойчивости вода в чайнике,
поставленном на плиту, нагревается сравнительно равномерно,
несмотря на то что теплопроводность воды очень мала. Ниж-
ние нагретые слои всплывают вверх, в то время как более
холодные слои опускаются вниз, то есть происходит переме-
шивание. Конвективная неустойчивость играет исключительно
важную роль в атмосферных явлениях.
Рассмотрим теперь последовательно, как может происхо-
дить развитие гидродинамической неустойчивости на разных
стадиях нагрева и сжатия лазерной мишени. Гидродинами-
ческие возмущения в короне могут возникнуть, в частности,
из-за неоднородного нагрева мишени. Причинами такой не-
однородности могут служить отклонения от сферической сим-
метрии освещенности мишени, развитие самофокусировки,
резонансное поглощение излучения при некоторых углах па-
дения лазерных лучей и т. д. Тепловая волна переносит эти
возмущения из области поглощения излучения на фронт ис-
парения. По мере переноса возмущения уменьшаются за счет
эффекта теплопроводного выравнивания. Расстояние от об-
ласти поглощения до фронта испарения зависит от интенсив-
ности падающего излучения, радиуса и материала мишени,
механизмов передачи тепла. Чем больше это расстояние и
меньше поперечный размер возмущения, тем эффективнее
происходит тепловое выравнивание и тем меньше амплитуда
возмущений, которые достигнут фронта испарения. Следует
также учесть, что возмущения светового потока, распростра-
няющегося в короне, являются нестационарными, их простран-
ственный масштаб и амплитуда изменяются в процессе на-
грева мишени, в результате чего полная картина передачи
возмущения на фронт испарения представляется весьма слож-
ной. Другой причиной возникновения возмущений давления
и плотности на фронте испарения могут явиться неоднород-
ности оболочки или шероховатости ее поверхности (напомним,
что толщина оболочек составляет от одного до нескольких
десятков микрометров и в случае «больших» мишеней). При
ускорении оболочки к центру на фронте испарения ситуация
благоприятна для развития гидродинамической неустойчиво-
сти. Действительно, так как оболочка движется ускоренно,
то в подвижной системе координат, связанной с фронтом
испарения, возникает сила инерции, направленная в противо-
положную сторону движения оболочки, то есть от плотных
неиспаренных слоев к короне. Эта сила будет играть роль
силы тяжести в рассматриваемом нами ранее случае двух
слоев жидкости разной плотности. Однако имеются и суще-
ственные отличия в случае лазерной мишени — из-за сжимае-
мости плазмы происходит плавный переход от конденсирован-
82
них слоев к короне. Неустойчивость развивается в зоне ко-
нечных размеров, которая характеризуется тем, что в ней
производные плотности и давления направлены навстречу
друг другу (в дальнейшем эту зону будем называть зоной
неустойчивости). На рис. 3.6 схематически показано распре-
б)
Рис. 3.6. Распределение плотности (р) и давления (р) в мишени: а — на ста-
дии ускорения оболочки к центру; б — на стадии торможения; fpci — резуль-
тирующая сила, приложенная к границе оболочки, v — направление скорости
движения вещества; заштрихованная область — зона неустойчивого движения
плазмы
83
деление газодинамических параметров (давления, плотности
и скорости) в зоне неустойчивости. Ранее мы уже упоминали,
что наличие конечной производной плотности в зоне неустой-
чивости приводит к ограничению скорости роста коротковол-
новых возмущений. Другим отличием от рассмотренного клас-
сического примера неустойчивости Рэлея — Тейлора является
то обстоятельство, что фронт испарения движется по массе
вещества или в системе отсчета, связанной с этим фронтом,
существует конвективный поток, который выносит возмущения
вместе с испаренной массой из зоны неустойчивости. Отсюда
возникают ограничения на время роста возмущений. Газо-
динамические возмущения переносятся потоком в область
высокотемпературной части короны, где они затухают за
счет теплопроводности, вязкости и поперечного разлета
плазмы.
По этой причине высокотемпературная корона имеет, как
правило, близкую к сферической форму, несмотря на то что
неиспаренная часть оболочки может быть сильно возмущена.
Наряду с неустойчивостью * типа Рэлея — Тейлора вблизи
фронта испарения развивается неустойчивость типа Кельви-
на — Гельмгольца, причем для коротковолновых возмущений
(А » 1) она может оказаться более существенной. За счет
ударных волн газодинамические возмущения переносятся на
внутреннюю поверхность оболочки. На стадии торможения
оболочки сравнительно малоплотное горючее тормозит плот-
ную оболочку. В этом случае неустойчивости развиваются
на внутренней поверхности оболочки, их скорость роста су-
щественно выше, чем на внешней границе оболочки, так как
ускорение (а точнее, торможение) и производная плотности
по радиусу на границе оболочка — горючее значительно боль-
ше. Более того, механизм ограничения роста возмущений из-за
конвективного выноса в рассматриваемой области не действу-
ет. Правда, тепловой поток из горючего прогревает частично
слои, прилегающие к внутренней границе оболочки. Это при-
водит к их расширению внутрь, а следовательно, к уменьше-
нию пространственной производной от плотности. Развитие
гидродинамической неустойчивости может привести к суще-
ственному отклонению от сферического сжатия, когда разные
части оболочки прилетают в центр не одновременно. В ре-
зультате могут существенно понизиться степень сжатия и
температура в горючем. При интенсивном развитии возмуще-
ний возможно перемешивание слоев оболочки и горючего,
в результате чего образуется зона «турбулентного» переме-
шивания. В процессе сжатия и последующего разлета эта
зона увеличивается, охватывая все новые слои горючего и
оболочки. Может сложиться такая ситуация, когда горючее
полностью перемешается с оболочкой. Перемешивание при-
ведет к существенному снижению температуры и относитель-
84
ной концентрации горючего, а следовательно, к снижению
скорости выделения термоядерной энергии.
Наконец, неустойчивая ситуация может сложиться в самом
горючем, где имеется сравнительно малоплотная нагретая
центральная область и плотные относительно холодные слои.
Эти слои испытывают торможение, налетая на более горячую
центральную область. Развитие неустойчивости и последую-
щее перемешивание приведут к снижению температуры в
центре, выравниванию температуры и плотности горючего
по объему. В результате реакции синтеза будут происходить
с равной вероятностью во всей массе горючего, а условия
развития волны термоядерного горения не реализуются.
В итоге коэффициент усиления по энергии будет существенно
меньше, чем в случае сферически симметричного сжатия
и горения мишени.
Остановимся кратко на мерах, которые принимаются для
борьбы с гидродинамической неустойчивостью. Ранее уже
говорилось о том, что для достижения больших степеней
сжатия выгодно переходить к оболочкам с высоким аспектным
отношением. Однако, чем выше аспектное отношение, тем
больше опасность разрушения оболочки в процессе сжатия.
Следовательно, тем точнее должна быть изготовлена и равно-
мернее нагрета такая мишень. Однако точность изготовления
мишени и однородность ее облучения ограничиваются воз-
можностями технологии и средств, поэтому величину аспект-
ного отношения и допустимое количество световых пучков
приходится выбирать из компромиссных соображений. При-
менение специальным образом подобранных слоев позволяет
надеяться на снижение требований к точности изготовления
оболочек. Так, использование внешних покрытий из легких
элементов увеличивает выравнивающее действие теплопро-
водности в короне. Таких же результатов можно добиться,
если организовать предимпульс малой энергии и высокой
однородности облучения так, чтобы до прихода основного
греющего импульса вокруг мишени образовалась малоплотная,
равномерно нагретая корона. Создание на внутренней сторо-
не оболочки многослойной структуры с уменьшающейся к
центру плотностью дает возможность уменьшить простран-
ственные производные плотности и, следовательно, понизить
скорость роста возмущений на стадии торможения оболочки
горючим. К сожалению, предлагаемые меры зачастую услож-
няют технологию изготовления мишеней и лазеров. Если
исходить из современных возможностей, то, по-видимому,
целесообразно проводить эксперименты с оболочечными ми-
шенями с аспектными отношениями порядка 100 и лазерными
импульсами с плавно нарастающим передним фронтом. Для
равномерного облучения мишеней требуются лазерные систе-
мы более чем с 10 световыми пучками.
85
Одной из перспективных возможностей решить проблему
устойчивости является использование «непрямого» нагрева
и сжатия лазерных мишеней. В этом случае мишень должна
состоять из двух концентрических оболочек, причем внешняя
оболочка должна быть из материала с большим зарядом
ядер. Излучение вводится внутрь внешней сферы через от-
верстия (рис. 3.7). Поглощаясь на внутренней поверхности
внешней сферы, лазерное излучение частично преобразуется
в рентгеновское излучение, которое, в свою очередь, нагревает
и приводит к сжатию внутреннюю оболочку. В этом случае
за однородность нагрева приходится «платить» эффективно-
стью преобразования лазерной энергии сначала в тепловое
излучение, а затем в кинетическую энергию оболочки. При
использовании длинноволнового лазера и надтепловых элек-
тронов в качестве промежуточного агента (о таком подходе
мы уже рассказывали) также существует возможность сгла-
дить неоднородности облучения мишени.
Заканчивая данный раздел, отметим, что достижение
устойчивого сферического сжатия является одной из централь-
ных проблем лазерного термоядерного синтеза. В настоящее
время нет физических запретов на возможность достижения
сферического сжатия и развития волны термоядерного горе-
Рис. 3.7. «Непрямое» сжатие лазерных термоядерных мишеней: /—лазер-
ные пучки, 2 — внешняя оболочка, состоящая из элементов с большими
атомными номерами (то есть зарядами ядер); 3 — термоядерная мишень;
4 — тепловое излучение (в основном в рентгеновском диапазоне спектра)
86
ния, тем не менее, как это видно из вышеизложенного,
предстоит еще большая работа по борьбе с различного вида
неустойчивостями в мишени.
ГЕНЕРАЦИЯ СПОНТАННЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ
В плазме, образованной при взаимодействии мощных ла-
зерных импульсов с твердотельными мишенями, возбуждаются
сильные токи и генерируются магнитные поля большой ве-
личины. В плазменном факеле, образованном при облучении
плоских мишеней, наблюдались поля, равные нескольким
сотням Тесла. Сам факт появления в квазинейтральной плазме
под действием мощных световых импульсов макроскопических
магнитных полей (то есть с характерными размерами лока-
лизации полей,- сравнимыми с размерами, занимаемыми всей
плазмой) на первый взгляд может показаться весьма стран-
ным — каким образом в среде, в которой нескомпенсирован-
ный электрический заряд может существовать лишь на раз-
мерах порядка радиуса Дебая (то есть 10-7—10-6 см),
возникают токи и магнитные поля с пространственным масш-
табом 10“3—10“2 см? Попробуем представить физическую
картину этого явления. При наличии в плазме неоднородного
по пространству давления (например, вдоль оси ОХ) на
электроны и ионы плазмы действует сила, пропорциональная
производной давления (^0. Более легкие и подвижные элек-
троны смещаются относительно ионов в среднем на расстояние
по порядку величины, равное радиусу Дебая. При этом воз-
никает электрическое поле, которое компенсирует действие
гидродинамической силы и не позволяет электронам далеко
улетать от ионов. Величина напряженности этого поля про-
порциональна производной от давления и обратно пропор-
циональна концентрации электронов:
Е = — eNe, е — заряд электрона.
Этот эффект называют поляризацией плазмы. Подчеркнем,
что заряд может быть нескомпенсированным только в объеме
порядка радиуса Дебая, и если взять объем радиусом, намно-
го большим дебаевского, то там в среднем заряд электронов
будет равен заряду ионов. Что же касается электрического
поля, то оно имеет пространственный масштаб, приблизитель-
но равный пространственному масштабу производной давле-
ния, то есть будет существовать во всей области, где есть
неоднородное давление. На рис. 3.8, а слева схематически
показано распределение давления и концентрации (или плот-
ности), а справа—электротехнический аналог описанной си-
87
= о
Рис 3.8. Возникновение в плазме спонтанных магнитных полей. На рис. и
слева показаны линии изоконцентрации (Ne = const) и изодавления (р,. =
= const — пунктирные линии) в случае, когда градиенты соответствующих
величин параллельны, а токи и магнитные поля отсутствуют (Vp(-X V/V,. =
= 0), справа представлен электротехнический аналог такой ситуации;
б — показана ситуация, когда градиенты давления и концентрации непарал-
лельны. В этом случае возникают токи и генерируются магнитные поля;
R — сопротивление; L— индуктивность; £|, £_>—источники ЭДС; i ток
туации. Если концентрация плазмы постоянна по пространству
или изменяется в том же направлении, что и давление
(то есть линии изоплотности параллельны линиям изодавле-
ния), то в плазме возникает как бы параллельное соединение
источников тока равной мощности. Ясно, что в такой цепи
ток не пойдет. Ситуация будет иной, если направление изме-
нения плотности не совпадает с направлением изменения
давления (например, производная Ne направлена вдоль оси
OZ). В этом случае в плазме возникают вихревые электриче-
ские поля и возбуждаются токи. На рис. 3.8, б представлены
линии изоплотности и изодавления и их электротехнический
аналог. Электротехническим аналогом такой ситуации может
служить параллельное соединение источников ЭДС различной
мощности. Более мощный источник «прокачивает» ток через
источник меньшей мощности. Описанный механизм носит на-
88
звание термо-ЭДС в неоднородной плазме. В лазерной плазме,
образованной световым импульсом с интенсивностью 1013—
10 4 Вт/см2, этот механизм даст основной вклад в генерацию
спонтанных магнитных полей. Однако существуют и другие
механизмы, способные привести к генерации сильных магнит-
ных полей. К генерации магнитных полей могут привести
локальная нескомпенсированность токов надтепловой и теп-
ловой компонент электронов и различие в вязкости электрон-
ной и ионной компонент плазмы. Источником магнитного поля
может являться непосредственно усредненное по времени
высокочастотное поле лазера, взаимодействующее с плазмой,
точнее, вихревая часть пондеромоторной силы, действующей
со стороны неоднородного электромагнитного поля на электро-
ны в плазме.
В идеально сферической плазме поля и токи отсутствуют.
Однако в реальной мишени всегда имеются первоначально
малые возмущения формы и плотности оболочки и отклоне-
ния от сферической симметрии облучения. Эти возмущения
могут существенно нарасти в процессе сжатия из-за развития
гидродинамической неустойчивости. Наличие в плазме возму-
щений или неоднородностей газодинамических параметров
приводит к непараллельности градиентов давления и плотно-
сти (то есть как в случае, описанном выше, когда имеются
производные давления и плотности по направлениям ОХ и
OZ, причем их векторное произведение не равняется нулю):
VpXV^e^O и генерации спонтанных магнитных полей.
Области локализации источников этих полей приблизительно
совпадают с областями локализации гидродинамических воз-
мущений. При сжатии мишеней магнитные поля нарастают
как вследствие увеличения градиентов давления и плотности
в плазме, так и непосредственно за счет сжатия (рис. 3.9).
Дело в том, что при движении проводящей среды через сило-
вые линии магнитного поля возникает ЭДС, препятствующая
изменению магнитного потока в среде,— это следствие извест-
ного из школьного курса закона Фарадея. Отсюда следует,
что при уменьшении объема сверхпроводящей среды (то есть
среды, у которой сопротивление пренебрежимо мало) магнит-
ное поле, пронизывающее эту среду, будет увеличиваться та-
ким образом, чтобы магнитный поток не изменился. Горячая
плазма является такой средой. Ее проводимость возрастает
с увеличением температуры, как Г1,5. В физике эффект сохра-
нения магнитного потока при изменении объема плазмы полу-
чил название эффекта «вмороженности поля». Есть еще один
механизм, который в принципе может привести к росту маг-
нитного поля в сжимающейся лазерной плазме. Этот меха-
низм называется магнитным динамо, и по-видимому, он играет
важную роль в развитии сильных магнитных полей на Солнце
и на других астрофизических объектах. Этот механизм может
89
б)
Рис. 3.9. Развитие возмущений и генерация
спонтанных магнитных полей в процессе сжа-
тия лазерной мишени: / — часть возмущен-
ной оболочки; 2 — магнитные силовые линии.
Стрелками показаны градиенты плотности и
давления. В процессе сжатия оболочки воз-
растают абсолютные значения градиентов
плотности и давления и. угрд . между ними
реализоваться только при сложном трехмерном движении
плазмы. Для пояснения его физического смысла воспользуем-
ся простым наглядным примером (рис. 3.10). Если плазма
достаточно горячая, то магнитные поля «вморожены» в нее.
Пусть первоначально магнитное поле имеет вид витка. В ре-
зультате движения слоев плазмы (так, как показано стрелка-
ми на рисунке) магнитное поле может «перезамкнуться»
и образовать два вложенных один в другой витка. Естествен-
но, что магнитный поток в этом случае возрастет вдвое. В ла-
зерной мишени этот механизм может реализоваться в случае
сильного перемешивания слоев.
Ограничение роста магнитных полей связано с выносом их
из области генерации плазменным потоком (ведь поля частич-
но «вморожены» в плазму) либо потоком тепловых электро-
нов. Дело в том, что магнитные поля «вморожены» также
в тепловые электроны. Этот эффект более сложный, чем
«вмороженйость» поля в проводящую среду, поэтому мы
не будем подробно останавливаться на нем. Эффективным
механизмом ограничения роста магнитных полей является
90
V
Рис. 3.10. Магнитное динамо. Схематически показано, как в случае сложных
трехмерных течений плазмы (и — скорость плазмы, стрелками показаны на-
правления движения) с «вмороженным» в нее магнитным полем (В) воз-
можно увеличение магнитного потока вдвое за один цикл. Соответственно
за п циклов магнитный поток возрастет в 2" раз (!)
влияние конечной электропроводности плазмы. До сих пор
мы не учитывали этот эффект. В действительности в тех
областях, где плазма не очень горячая либо пространственная
производная от величины магнитного поля достаточно велика,
сопротивлением плазмы пренебрегать нельзя. Ток, проходя-
щий по среде, имеющей конечную проводимость, нагревает ее
согласно закону Джоуля — Ленца, при этом происходит пре-
образование электромагнитной энергии в тепло. Из-за конеч-
ной проводимости магнитное поле оказывается не полностью
«вморожено» в плазму и может покидать те слои плазмы,
где оно первоначально находилось. Распространение магнит-
ного поля в проводящей среде носит характер диффузии
(а не волн, как в вакууме), причем чем меньше температура,
тем больше ее скорость. Имеется еще ряд более «тонких» фи-
зических механизмов, не позволяющих магнитным полям на-
растать до бесконечно больших величин даже при наличии
постоянно действующего источника (например, термо-ЭДС
в неоднородной плазме). Тем не менее в сжатых лазерных
мишенях, где плотность энергии очень велика и соответственно
температура и градиенты газодинамических параметров до-
стигают огромных величин, магнитные поля могут быть до-
статочно большими. Расчеты показывают, что в такой плазме
91
существуют поля индуктивностью в тысячи Тесла, а в будущих
экспериментах с энергией в лазерных импульсах порядка
1 —10 МДж — вплоть до 10 тыс. Тесла. Поля такой величины
могут оказать существенное влияние на процессы в плазме.
Электроны в тысячи раз легче ионов, поэтому магнитное поле
в первую очередь действует на них. При движении в магнит-
ном поле, как известно, электрон меняет свою траекторию.
В отсутствие соударений он двигался бы по спирали, навитой
на магнитную силовую линию, причем ее радиус зависел бы
от величины поля и скорости электрона. Наряду с частотой
соударений появляется еще одна величина — циклотронная
частота (юв = 2л • vB; vB — количество оборотов электрона
вокруг магнитной силовой линии за 1 с). В том случае когда
циклотронная частота значительно больше частоты соударе-
ний, определяющим в переносе энергии и импульса электро-
нами является движение по спиралевидным траекториям,
а редкие соударения приводят к переходу электрона с одной
спирали на другую. В этом случае плазма является «замагни-
ченной». Параметр замагниченности хв = coB/ve; ve — частота
электронных соударений. В противоположном случае за счет
соударений движение носит «почти» хаотический характер,
а магнитное поле лишь частично искривляет траектории элек-
тронов. Магнитные поля влияют на величину и направление
электронного теплового потока. Замагниченность плазмы при-
водит к уменьшению теплового потока в направлении, пер-
пендикулярном магнитным силовым линиям (при сильной
замагниченности тепловой поток убывает с ростом параметра
замагниченности, как q~\/xB), и возникновению компонен-
ты теплового потока, направленной перпендикулярно магнит-
ному полю и градиенту температуры qA ~ В X VT (возникно-
вение такой компоненты теплового потока обусловлено влия-
нием силы Лоренца на движение электронов). Это приведет
к уменьшению радиального теплового потока в оболочку,
формированию перегревных зон в короне и, следовательно,
к неравномерному давлению на неиспаренные слои вещества
и ряду других эффектов. Наличие больших магнитных полей
в окрестности критической поверхности может увеличить по-
глощение и повлиять на формирование спектра надтепловых
электронов. Так, даже в том случае когда на неоднородную
плазму падает электромагнитная волна, не имеющая перво-
начально компоненты электрического поля, направленной
вдоль градиента плотности (то есть «продольной» составляю-
щей поля), в результате действия магнитного поля такая
компонента может возникнуть. Следовательно, реализуется
резонансный механизм поглощения излучения. Рождающиеся
в резонансной области надтепловые электроны могут «закру-
чиваться» в магнитных полях, и часть из них будет набирать
дополнительную энергию за счет многократного прохождения
92
через эту область. Это приведет к изменению распределения
электронов по энергиям, то есть к изменению спектра. Нали-
чие перегревных зон и неравномерного давления на границу
испарения’ может привести к возникновению струй, о чем уже
говорилось ранее. Неоднородное магнитное поле может дей-
ствовать на плазму в целом посредством пондеромоторной
силы (в первой главе, когда шла речь о магнитном удержании
плазмы, мы уже рассказывали о том, как магнитное поле
«давит» на плазму). Спонтанные магнитные поля посредством
пондеромоторной силы могут оказать влияние на развитие
гидродинамических возмущений, породивших это поле. В сжа-
той мишени эти поля могут достигать нескольких тысяч Тесла
(вплоть до десятков тысяч Тесла). Поля такой величины
способны оказать существенное влияние на вылет заряжен-
ных термоядерных частиц и развитие волны термоядерного
горения.
В настоящее время ведутся интенсивные исследования
эффекта генерации спонтанных магнитных полей в лазерных
мишенях. С математической точки зрения эта задача является
принципиально неодномерной и нелинейной, поэтому теорети-
ческое изучение 'этого эффекта наряду с развитием упрощен-
ных аналитических моделей требует разработки сложных
физико-математических программ для современных быстро-
действующих ЭВМ (в следующей главе мы подробнее рас-
скажем об этом перспективном направлении исследований).
Наблюдение магнитных полей в сжатой лазерной мишени
(где по предсказаниям теории они могут в сотни раз пре-
восходить величину полей в короне) представляет также
сложную экспериментальную задачу, поскольку развитые на
сегодняшний день методы (в основном оптические — подроб-
нее смотрите в следующей главе) не позволяют «заглянуть»
в глубь такого объекта.
Несмотря на сложность задачи, изучение магнитных полей
в лазерной мишени представляется весьма актуальным. Дело
в том, что по измеренному распределению полей в плазме
можно восстановить распределение гидродинамических возму-
щений в мишени и, следовательно, проследить за развитием
неустойчивости. Спонтанные магнитные поля либо магнитные
поля от внешнего источника, возросшие при сжатии мишеней
до достаточно большой величины, могут повлиять на пара-
метры зажигания термоядерного горючего.
ЛАЗЕРНАЯ ПЛАЗМА —
УНИКАЛЬНЫЙ ОБЪЕКТ ИССЛЕДОВАНИЙ
Лазерная плазма, образованная при взаимодействии мощ-
ных световых импульсов с твердотельными мишенями, пред-
ставляет собой самостоятельный уникальный объект исследо
93
вания. Действительно, при интенсивностях падающего лазер-
ного потока 1012—1014 Вт/см2 образуется плазма температу-
рой около 10 млн. градусов, плотностью от 10-5 до 1 г/см3,
разлетающаяся со скоростями несколько сотен километров
в секунду. Если лазерное излучение взаимодействует с ве-
ществом, состоящим из элементов с большим зарядом атомов
(железо, серебро, свинец и т. д.), то образуется плазма,
содержащая ионы с высокой степенью ионизации Z = 20—25.
В лабораторных условиях такие многозарядные ионы удается
получить только с помощью лазеров.
Высокотемпературная плотная плазма является интенсив-
ным источником жесткого электромагнитного излучения. Об-
лучая мощным лазерным импульсом твердую мишень, состоя-
щую из тяжелых элементов, можно получить интенсивный
источник ультрафиолетового и рентгеновского излучения, при-
чем этот источник будет иметь очень малые размеры. Такие
источники могут найти применение в медико-биологических
и физических исследованиях, в частности для просвечивания
и фотографирования лазерных мишеней (подробнее смотрите
в следующей главе). Важное практическое применение имеет
разработка лазерно-плазменных источников жесткого рентге-
новского излучения для целей литографии. Рентгеновская
литография — это научно-техническое направление, занимаю-
щееся разработкой технологии изготовления высокоточных
микросхем для электронной промышленности. С помощью
специальных «масок», прикладываемых к образцу, и рентге-
новского излучения удается создавать микросхемы с простран-
ственным разрешением менее 1 мкм.
В настоящее время широко ведутся исследования по созда-
нию лазеров в далеком ультрафиолетовом и рентгеновском
диапазонах спектра излучения. Лазерная плазма может быть
использована в качестве активной среды для такого лазера.
Дело в том, что быстрый нагрев вещества с помощью лазера
позволяет возбуждать элементы с большим атомным номером
и частично ионизовать их. При определенных условиях по-
следующий разлет и охлаждение плазмы, сопровождающиеся
рекомбинацией и девозбуждением нижних энергетических
уровней, могут привести к возникновению инверсии. Так, в се-
редине 70-х годов в Советском Союзе была предложена схема
накачки активной среды ультрафиолетового лазера. Инверсию
заселенности энергетических уровней предполагалось созда-
вать в неоноподобных ионах лазерной плазмы. Для наблюде-
ния значительного усиления излучения, соответствующего
определенному энергетическому переходу (то есть определен-
ной спектральной линии), требуется сильный и однородный
нагрев плазмы достаточно больших размеров. Иными словами,
требуется мощный лазер с высокими характеристиками излу-
чения. В недавних экспериментах американских физиков на
94
установках NOVETTA и NOVA (мощный неодимовый лазер
в Ливерморской национальной лаборатории имени Лоуренса)
удалось зарегистрировать значительное усиление на длинах
волн Xi = 206,ЗА и 1г = 209,6 А. В экспериментах облучался
тонкий слой селена, нанесенного на полимерную пленку, све-
товым импульсом на длине волны 0,53 мкм. Излучение такой
длины волны было получено за счет нелинейного преобразо-
вания во вторую гармонику излучения неодимового лазера
(его основная длина волны 1,06 мкм). Образующиеся в плаз-
ме ионы Se24 , являются неоноподобными, и согласно теоре-
тическим предсказаниям в них возникает инверсия между
двумя возбужденными уровнями (Зр — 2р5 3S). Падающее
излучение в этих экспериментах было сфокусировано спе-
циальным образом так, чтобы разлетающаяся плазма имела
вытянутую форму в направлении наблюдения спектральных
линий (Х|, Хг). На рис. 3.11 представлена схема такого экспе-
римента. Длина плазменной короны (L) в направлении наблю-
дения достигала 40 мм. В экспериментах было зарегистиро-
вано усиление G • L ~ 6, где G — коэффициент усиления,
то есть интенсивность исследуемой спектральной линии воз-
росла в exp (G • L) 400 раз (в последних экспериментах в
107—108 раз).
Другой пример возможного применения лазерной плаз-
мы — это создание компактных ускорителей заряженных час-
тиц. Дело в том, что напряженность лазерного луча, сфокуси-
рованного в плазме, в десятки тысяч раз превосходит напря-
женность электрического поля, которое может быть получено
Рис. 3.11. Схема эксперимента по наблюдению усиления спектральных линий
рентгеновского диапазона в лазерной плазме («): / —лазерный луч; 2 — ми-
шень; 3— мишенная камера; 4 — спектрографы; б — показана зависимость
относительной интенсивности наблюдаемой спектральной линии (/о) от длины
плазмы (L)
95
в традиционных ускорителях. Правда, электромагнитая волна
лазера поперечная, а для ускорения частиц требуется, чтобы
электрическое поле было направлено вдоль распространения
волны. Ранее мы уже говорили, что под действием мощного
лазерного излучения в плазме могут возникать волны в том
случае, когда частота колебаний лазерной волны близка
к частоте собственных колебаний плазмы. Плазменные волны
являются продольными и способны ускорять заряженные ча-
стицы в том случае, когда выполняются условия фазировки
(подробнее смотрите первый раздел настоящей главы). В ис-
следованиях по ЛТС образование надтепловых электронов
вследствие описанного выше механизма в большинстве слу-
чаев является негативным явлением, разрабатывается ряд
мер по борьбе с ним. В рассматриваемом случае этот эффект
открывает возможность сообщать электронам большую энер-
гию на сравнительно малой длине пути. Это особенно важно,
так как современные ускорители с энергией 1012 эВ имеют
линейные размеры в десятки километров, а капитальные за-
траты на их сооружение исчисляются миллиардами долларов.
Рассматривается несколько вариантов лазерно-плазменных
ускорителей. Так как это направление исследований находится
в ранней стадии своего развития, мы не будем подробно
описывать различные предлагаемые схемы, остановимся лишь
на одной: на однородную, сравнительно малоплотную плазму
падают две электромагнитные волны с близкими частотами
ю и ю + Дю, где величина Дю много меньше, чем частота
ю. Плотность плазмы такова, что собственная частота коле-
баний равна величине Дю, тогда в результате нелинейного
взаимодействия двух падающих волн с плазмой возникают
плазменные волны частотой Дю. Электроны, предварительно
ускоренные до скоростей, близких к групповой скорости вол-
ны, оказываются захваченными. Они будут ускоряться в вол-
не, пока будут выполняться определенные условия фазировки.
Далее на пути этих электронов можно поместить другой
лазерно-плазменный модуль, у которого плотность плазмы и
разность частот лазеров подобраны так, чтобы вновь выполня-
лись условия захвата электронов волной и так далее. Оценки
показывают, что с помощью описанного метода можно со-
общить электронам огромные энергии при сравнительно малых
размерах ускорителей. Конечно, пока что лазерно-плазменный
метод ускорения частиц существует лишь в теоретических
работах ученых, но можно надеяться, что со временем он
найдет воплощение в реальных конструкциях..
Мы не касались вопросов практического применения низко-
температурной лазерной плазмы (Г ~ 103—105 градусов).
В настоящее время ведутся широкие исследования примене-
ния такой плазмы в области плазменной химии для поверх-
ностной обработки материалов и инструментов.
96
НАПРАВЛЕНИЯ В ИССЛЕДОВАНИЯХ
ПО ПРОБЛЕМЕ УТС
Рис. 2. Направления в исследованиях по управляемому термоядерному
синтезу
Р и с. 3. Схема энергетического цикла термоядерной электростанции. В правом
нижнем углу показана зависимость необходимого КПД лазера от величины
коэффициента усиления в мишени
Р и с. 4. Химический лазер непрерывного действия (общий вид)
РЕЖИМЫ СЖАТИЯ МИШЕНЕЙ
РЕЖИМ ИЗОЭНТРОПИЧЕСКОГО
СЖАТИЯ
НИЗКОЭНТРОПИЙНЫЙ РЕЖИМ
СЖАТИЯ МИШЕНЕЙ
В ВИДЕ ТОНКИХ ОБОЛОЧЕК
I5 и с. 6. Распределение по радиусу температуры и плотности вещества в мишени
на стадии ускорения оболочки к центру
Р и с. 7. Сжатие горючего. Распределение по радиусу температуры и плотно-
сти вещества. Справа выписан гидродинамический КПД мишени
Р и с. 8. Волна термоядерного горения. Слева—общий вид сжатой мипк > •
в момент термоядерной вспышки, справа — распределение температуры и
плотности вещества в мишени
Рис. 9. Установка «Дельфин». Общий вид зала
ЛАЗЕРНАЯ
МИШЕНЬ-
УНИКАЛЬНЫЙ
ОБЪЕКТ
ИССЛЕДОВАНИЯ
МИШЕНЬ 0
СТЕКЛЯННАЯ МИШЕНЬ
(ДИАМЕТР ОБОЛОЧКИ 250 мкм)
к-50—
МКМ
Рис. 10. Лазерная мишень. Слева — мишень, помещенная на металлическую иглу-подставку, справа — фотография стеклянной
оболочки
РОСТ НАСЕЛЕНИЯ И ПОТРЕБЛЕНИЯ ЭНЕРГИИ
(НА ОДНОГО ЧЕЛОВЕКА)
Рис.
И. Прогнозируемый рост населения Земли и энергопотребления (на одного человека). На рисунке показана динамика
энергопотребления в том случае, если насыщение произойдет на уровне 10 кВт на одного человека
ЗАПАСЫ ОРГАНИЧЕСКОГО
ТОПЛИВА (Q)
УГОЛЬ
10 =
= 2,52-1017 ККАЛ
= 2,93*1014 КВТ Ч
= 33(3) МЛРД.Т
УСЛОВНОГО ТОПЛИВА
НЕФТЬ
20
ННН газ
10
3
ЗАПАСЫ:
I - ПРОГНОЗИРУЕМЫЕ И - РАЗВЕДАННЫЕ
ПОТРЕБЛЕНИЕ
ЭНЕРГИИ (Q)
(БЕЗ УЧЕТА НЕФТИ И ГАЗА СССР)
Рис. 12. Запасы органического топлива и прогнозируемые потребности энергии в том случае, если насыщение энергопотребления
на душу населения произойдет на уровне 10 кВт
Рассмотрим, какие имеются возможности использования
огромных давлений и сжатий, которые могут быть реализо-
ваны в веществе с помощью лазеров. На фронте волны
испарения формируется мощный импульс давления, что при-
водит к возникновению сильных ударных волн, распростра-
няющихся в конденсированном веществе. Амплитуда давле-
ния за фронтом ударной волны может достигать более десяти
миллионов атмосфер. Исследование поведения вещества при
таких экстремальных условиях является самостоятельным
направлением современной физики. Отметим, что с помощью
традиционных методов (алмазных наковален, обычных взры-
вов и т. д.) практически невозможно получить такие давле-
ния. При лазерном сжатии сферических мишеней можно до-
стичь давлений, в тысячи раз больших, чем за фронтом
ударной волны в плоской мишени.
При термоядерном горении лазерной мишени образуется
плазма с уникальными физическими параметрами, которые
не могут быть получены иным способом в земных условиях.
Фактически с помощью лазера имеется возможность смоде-
лировать «звездное вещество» в лаборатории. Уже в совре-
менных экспериментах по сжатию лазерных мишеней достиг-
нуты плотности горючего порядка 100 г/см3 и давления 109—
1О10 атм. Эти значения уже близки к тем условиям, которые,
как полагают, существуют в недрах Солнца. При термоядер-
ном микровзрыве в мишени, содержащей 1 мг ДТ-горючего
и облученной лазером с энергией порядка 1 МДж, должна
выделиться энергия около 100 МДж. При больших энергиях
лазеров и соответственно больших массах горючего усиление
по энергии будет еще выше. Давления в ДТ-горючем в про-
цессе термоядерного горения достигнут 1013—10f4 атм, а тем-
пература ионов — порядка 1 млрд, градусов. В результате
термоядерных реакций возникнет значительное количество
нейтронов и а-частиц (порядка 10?°) с энергией нейтронов
14 МэВ, а-частиц — 3,5 МэВ. В результате соударений с
ионами плазмы возникнут «быстрые» ионы соответствующих
энергий. Концентрация нейтронов в таком веществе будет
составлять приблизительно 1024 частиц в 1 см3, а концентра-
ция а-частиц — до 1025 см-3. Эти значения больше, чем
концентрация атомов в твердом теле! В таких условиях воз-
можно рассеяние нейтронов на нейтронах и появление частиц
с энергией 28 МэВ!
Термоядерные микровзрывы, инициируемые лазером, могут
быть высокоинтенсивным точечным источником нейтронов,
заряженных частиц и жесткого электромагнитного излучения.
Такой источник имел бы широкие применения для различных
материаловедческих, фундаментальных научных и прикладных
исследований. Продукты термоядерного микровзрыва могут
быть использованы для накачки мощных лазеров. Можно
97
представить систему лазер — реактор, где часть энергии про-
дуктов термоядерных реакций непосредственно преобразуется
в активной среде в энергию лазерного излучения.
Другой пример — это создание мощного источника нейтри-
но и антинейтрино. Мы уже упоминали в первой главе, что
эти частицы привлекают вниманием многих ученых. Дело
в том, что для решения ряда фундаментальных проблем,
включая космологические, требуется детальное знание свойств
этих частиц. Однако из-за чрезвычайно высокой проникающей
способности и сравнительно малых потоков, которые могут
быть получены в реакторах или наблюдаться в космических
лучах (включая сюда те потоки, которые присылает нам
Солнце), физические свойства нейтрино изучены пока что
весьма слабо. Нужен мощный управляемый источник нейтри-
но. Оказывается, существует возможность с помощью термо-
ядерных нейтронов инициировать определенные ядерные реак-
ции, в результате которых генерируются нейтрино или анти-
нейтрино. Лазерная термоядерная мишень может дать рекорд-
но большой поток нейтронов, что и требуется для последующей
генерации пучков нейтрино. Расчеты показывают, что с по-
мощью лазерного термоядерного источника можно получить
потоки нейтрино, по крайней мере, на порядок величины
большие, чем с помощью ядерных реакторов.
Газодинамические скорости разлетающейся термоядерной
плазмы будут составлять 10000 км/с, энергии легких ядер—
более 1 мэВ, а тяжелых ядер с атомным весом 200 — порядка
100 мэВ. При вытеснении или сжатии магнитного поля плаз-
мой возможно получить очень большие индуктивности вплоть
до 1 млн. Тесла. Трудно представить иной способ получения
в лабораторных условиях таких гигантских полей.
В настоящем разделе мы попытались рассказать о тех
возможных применениях высокотемпературной лазерной плаз-
мы, которые в той или иной степени обсуждаются в литера-
туре. Лазерный термоядерный микровзрыв еще не получен,
поэтому сегодня трудно предсказать, какое он еще найдет
применение.
I7MBK
В ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКОЙ ЛАБОРАТОРИИ
РАЗВИТИЕ МОЩНЫХ
ЛАЗЕРНЫХ СИСТЕМ ДЛЯ ЛТС
Во второй главе мы уже говорили об уникальных свойствах
лазера, которые дают возможность использовать его в каче-
стве источника концентрированной энергии для инициирова-
ния термоядерных реакций. Имеется в виду следующее:
— возможность создавать высокую плотность потока энер-
гии в фокусе лазерного луча и соответственно сверхмощное
удельное энерговыделение в веществе;
— отсутствие механической связи между лазером и ми-
шенью; выходные каскады лазерных систем могут нахо-
титься на расстоянии нескольких десятков метров от тер-
моядерных микровзрывов, что позволяет подводить к ми-
шени огромную мощность без разрушения конструкциойных
материалов;
— возможность обеспечить высокую контрастность излу-
чения, то есть большое отношение энергии полезного сигнала
к энергии шума, который всегда имеется в лазере, как и во
всякой усилительной системе, и может приводить к предва-
рительному нагреву и разрушению мишени до прихода ос-
новного импульса.
В этом разделе мы расскажем, как на практике дости-
гаются такие высокие параметры лазерного излучения. Изло-
жим общие принципы построения и приведем примеры мощ-
ных лазерных систем для ЛТС. Кратко остановимся на
перспективах их развития. Поскольку большинство ныне су-
ществующих установок используют в качестве активной среды
стекла с добавкой неодима, то основные принципы построения
мощных систем мы рассмотрим на примере лазеров такого
типа.
Современные мощные лазерные системы для ЛТС строят-
ся по следующей схеме: задающий генератор (ЗГ) — пред-
варительные каскады усиления (ПКУ) — мощные многока-
99
нальные каскады усиления (МКУ) — фокусирующая система
(ФС) —мишенная камера (МК). Для управления работой
всей лазерной системы в целом и отдельных ее элементов
применяются сложные системы автоматического регулирова-
ния с использованием мощных электронно-вычислительных ма-
шин (САР) (рис. 4.1).
Формирование одного лазерного пучка с требуемыми па-
раметрами (контрастностью, яркостью и временной формой
импульса) осуществляется в системе задающий генератор —
предварительные каскады усиления. В настоящее время наи-
более широкое применение в мощных лазерах получили два
типа задающих генераторов, позволяющих получать импульсы
длительностью от пикосекунд до десятков наносекунд. Первый
тип генератора — это так называемый лазер с модулирован-
ной добротностью. Требуемая длительность и форма импульса
обеспечиваются применением на выходе из резонатора быстро-
действующих электрооптических затворов. В таких затворах
пропускание света зависит от величины приложенного к ним
электрического напряжения, причем схема работает практиче-
ски безынерционно. Изменение электрического поля в затво-
рах позволяет управлять интенсивностью излучения на вы-
ходе из резонатора и формировать импульсы длительностью
до 1 нс. Для получения более коротких импульсов, длитель-
ностью в десятые или даже сотые доли наносекунды (то есть
десятки или сотни пикосекунд), применяется другой тип
генератора — лазер, работающий в режиме самосинхрониза-
ции мод. На выходе такого задающего генератора формиру-
Р и с. 4.1. Схема мощной лазерной установки. ЗГ—задающий генератор;
ПКУ — предварительные каскады усиления; МКУ — многоканальный кас-
кад усиления; ФС — фокусирующая система; МК — мишенная камера;
САР — система автоматического регулирования
100
ется пакет ультракоротких световых импульсов длительностью
десятки пикосекунд, с периодом следования 10—20 нс. С по-
мощью электрооптического затвора из пакета выделяется
один пик, который далее усиливается в усилительных ка-
скадах. Поскольку природа генерации ультракоротких
импульсов имеет случайный статистический характер,
то в такой схеме требуются дополнительные меры для
стабилизации параметров излучения на выходе из уста-
новки.
Сформированный задающим генератором импульс посту-
пает на предварительные каскады усиления. Последние пред-
ставляют собой несколько усилительных модулей, соединенных
последовательно. Для формирования пространственно-углово-
го распределения интенсивности в пучке применяются спе-
циальные оптические элементы — пространственные фильтры,
корректирующие линзы, аподизирующие диафрагмы и др.
Так, пространственный фильтр представляет собой оптическое
устройство, состоящее из двух линз и диафрагмы (то есть
непрозрачного экрана с отверстием), помещенных в вакуум-
ную камеру. Вакуумная камера требуется для того, чтобы
избежать лазерной искры (то есть пробоя газа) в простран-
ственном фильтре. Линзы располагаются так, чтобы у них
имелся общий фокус, где и помещают диафрагму. Лучи,
которые после преломления в первой линзе проходят через
диафрагму, попадают на вторую линзу и после вторичного
преломления образуют почти параллельный пучок света
(поскольку они выходят из фокуса). Остальные лучи, у ко-
торых отклонение больше некоторой величины, не попадают
на вторую линзу. Таким образом, размер отверстия опреде-
ляет величину расходимости излучения на выходе а = r^/f,
где rd — радиус отверстия; f — фокусное расстояние. При
прохождении пучка света через обычную диафрагму на краях
щели возникает дифракция, что ухудшает качество пучка
света. В аподизирующей диафрагме за счет использования
диэлектрических покрытий (или иных методов) достигается
резкое уменьшение пропускной способности к краю щели,
например, по закону е“(г/г<,)', где г — расстояние от центра;
ro, N — некие характерные для данной диафрагмы постоян-
ные.
Мы не будем подробно останавливаться на описании
других оптических элементов, формирующих импульс, отме-
тим лишь следующее: наряду с улучшением характеристик
излучения при сравнительно небольших затратах энергии
применение этих элементов, в частности пространственных
фильтров, в усилительных каскадах помогает одновременно
решить еще две проблемы — обеспечить высокую контраст-
ность излучения и защитить оптические элементы лазера от
разрушающего действия отраженного от плазмы и усиленного
101
в каскадах усиления излучения, распространяющегося в об-
ратном направлении. Энергия излучения на выходе располо-
женных по лучу последовательно модулей предварительных
каскадов усиления составляет порядка 100 Дж и определя-
ется числом модулей, поперечным сечением (апертурой) све-
тового пучка и лучевой прочностью оптического стекла. Дело
в том, что существует предельная плотность потока излучения
в активной среде (^п), выше которой оптические элементы
разрушаются. Так, для активных элементов из неодимового
стекла величина обычно не превышает 5 • 109 Вт/см2 при
длительности импульса порядка 1 нс. Для получения на
выходе из лазера большой энергии в импульсе при заданной
длительности требуется увеличивать суммарную апертуру
пучка выходных усилителей. Прямым увеличением попереч-
ного сечения усилительных модулей этого достичь трудно,
так как требуется создать равномерную инверсную заселен-
ность уровней во всем объеме активной среды, осуществить
равномерную по диаметру оптическую накачку стеклянного
стержня.
Увеличение энергии импульса в многоканальных каскадах
усиления обеспечивается расщеплением пучка и дальнейшим
усилением каждой части отдельно. Использование идентичных
каскадов, как это сделано, например, в установке «Дельфин»
(об этой советской установке мы расскажем немного под-
робнее позже), позволяет несколько удешевить установку
в целом, хотя при этом возникают технические трудности,
связанные с необходимостью суммирования пучков. Выгодно,
чтобы плотность потока излучения в каждом канале была
близка, но не превосходила порога разрушения. Коэффициент
деления (и) должен быть равен коэффициенту усиления
в одном канале (/г), поскольку при п <2 k может произойти
разрушение оптических элементов в результате превыше-
ния порогового значения ql}, а систему с п > k применять
невыгодно.
Описанный выше метод достижения больших энергий на
выходе из усилителя называют принципом последовательно-
параллельного усиления. Такой метод является достаточно
эффективным с точки зрения минимизации количества актив-
ных элементов. Если в лампе-вспышке интенсивность излу-
чения составляет порядка 105 Вт/см2, то многоканальная
лазерная установка позволяет довести интенсивность излуче-
ния до уровня 109—1О10 Вт/см2, то есть увеличить плотность
потока энергии в 104—105 раз. Энергия в импульсе по
сравнению с энергией в задающем генераторе и предвари-
тельных каскадах усиления увеличивается при этом в ты-
сячи раз.
Дальнейшее увеличение плотности потока световой энергии
обеспечивается за счет фокусировки лазерных лучей. Система
102
фокусировки обеспечивает также равномерное облучение сфе-
рической мишени. Это накладывает жесткие требования как
на качество излучения, формирующегося в усилительных
каскадах, так и на конструкцию фокусирующей системы.
Во-первых, необходимо обеспечить одновременность прихода
всех пучков на поверхность мишени. Точность такой синхро-
низации должна составлять примерно 10-11 с, то есть опти-
ческие пути лучей в многоканальной установке должны ком-
пенсироваться с точностью до нескольких миллиметров при
общей их длине в сотни метров. Задача решается с помощью
специальной системы многопризменных зеркал, которые ком-
пенсируют пути с необходимой для последующей фокусировки
точностью. Во-вторых, для получения высокой плотности по-
тока энергии на поверхности мишени требуется сформировать
выходные пучки с достаточно малой расходимостью излучения
(под расходимостью здесь мы понимаем среднее значение
плоского угла в продольном сечении пучка, в пределах ко-
торого концентрируется 80% энергии излучения). Действи-
тельно, радиус пятна фокусировки (гф) зависит от расходи-
мости а, как гф ~ f • а, где f — фокусное расстояние исполь-
зуемого объектива. Использовать короткофокусную оптику
нецелесообразно, так как такая оптика будет портиться под
воздействием рентгеновского излучения из плазмы мишеней.
Для обеспечения требуемой расходимости излучения в настоя-
щее время используются различные оптические элементы,
например упомянутые выше пространственные фильтры. Это
позволяет достигать в крупных лазерных системах для ЛТС
расходимости, близкой к предельной дифракционной (всего
лишь в несколько раз большей). С помощью специальных
линз и зеркал удается обеспечить равномерное освещение
сферической мишени. Разработаны схемы, позволяющие до-
водить телесный угол фокусирующей оптики до 80% от 4л,
то есть почти полностью перекрывать поверхность сферы. При
этом неоднородность освещенности поверхности мишени со-
ставляет порядка 10% (в лучших системах в настоящее время
менее 10%. Имеется принципиальная возможность улучшить
однородность облучения до 1%).
Новые проблемы возникают при необходимости создания
профилированного по времени лазерного импульса. Как уже
говорилось в предыдущей главе, для уменьшения предвари-
тельного прогрева вещества предпочтительными являются
такие импульсы, в которых мощность излучения плавно на-
растает со временем и достигает максимума незадолго до
момента коллапса мишени. Рассмотренный в третьей главе
режим изэнтропического сжатия является предельным случа-
ем сжатия мишеней с помощью «обостренного» импульса.
Наиболее общий подход к получению плавно нарастающих
импульсов заданной временной формы основан на следующем
юз
принципе: из основного импульса «вырезаются» более корот-
кие импульсы, которые затем независимо усиливаются до
необходимых значений интенсивности. С помощью оптических
линий задержки формируется последовательность нарастаю-
щих по времени импульсов. Для реализации такой схе-
мы требуется система расщепления импульса задающего
генератора, система усилителей с разным числом моду-
лей для различных лучей, система оптической задержки
и так далее.
Последним элементом мощной лазерной установки для
ЛТС является мишенная камера. Такая камера должна быть
герметичной, так как газ в ней необходимо откачивать до
очень малых давлений. Это необходимо для предотвращения
оптического пробоя газа в поле интенсивного лазерного из-
лучения. Камера должна быть изготовлена из прочных ма-
териалов и снабжена окнами для диагностической аппаратуры
и ввода лазерного излучения, а также устройством для поме-
щения мишени в фокус лазерных лучей. Ввод с большой
точностью мишени в фокус является сложной технической
задачей. Наряду с прямым подвесом на тонкой нити или
помещением мишени на острие иглы (это чисто механические
способы ввода) в настоящее время разрабатывается ряд
новых методов, в частности подвеска с помощью электромаг-
нитных или электростатических полей, встреливание мишени
в камеру. В этом случае полет мишени сопровождается под-
светкой слабым лазерным лучом, и мощная лазерная система
срабатывает лишь в том случае, когда мишень попадает
в фокус. По-видимому, этот метод является наиболее пер-
спективным для будущих демонстрационных систем. В крупно-
масштабных экспериментах с большим выходом нейтронов
и использованием мишеней, содержащих значительное коли-
чество трития, в камере должны быть предусмотрены ме-
ры радиационной защиты. По внешнему виду мишенная
камера напоминает глубоководную батисферу — стальную
сферическую камеру с окнами. Размеры камеры могут
быть от нескольких десятков сантиметров до нескольких
метров.
Мы не будем останавливаться на системах автоматиче-
ского управления и регулирования такого сложного лазер-
ного комплекса, отметим лишь, что одних точек контроля
в существующих системах насчитывается несколько десят-
ков тысяч, и решать такие задачи можно лишь с при-
влечением современных быстродействующих ЭВМ и робото-
техники.
В настоящее время ведутся исследования по разработке
новых, более эффективных методов генерации и усиления
мощных лазерных импульсов, формированию световых пучков
с оптимально высокими параметрами, удешевлению лазерной
104
системы в целом. Создание лазерной системы, способной ра-
ботать в условиях термоядерного реактора, является одной
из центральных проблем лазерного термоядерного синтеза.
О том, каким требованиям должна удовлетворять такая сис-
тема и какие лазеры, как нам представляется, могли бы быть
использованы для этих целей, мы расскажем в следующей
главе. В этом разделе хотелось бы кратко остановиться на
основных направлениях развития современных лазерных систем
для целей ЛТС. Как и ранее, этот вопрос будет рассмотрен
на примере лазера на неодимовом стекле, как системы наи-
более широко применяемой в исследованиях. Развитие лазе-
ров нацелено на решение следующих задач:
1) повышение эффективности преобразования энергии на-
качки в лазерное излучение (КПД лазера);
2) увеличение выходной мощности и энергии лазерных
импульсов;
3) усовершенствование конструкции системы в целом;
4) переход на излучение второй, третьей и более высоких
гармоник при малых потерях энергии;
5) применение новых методов формирования светового
пучка с чрезвычайно высокими характеристиками (например,
с расходимостью, близкой к дифракционной);
6) разработка методов улучшения однородности облуче-
ния мишени — создание выгодного распределения плотности
потока энергии по сечению пучка, динамические методы вырав-
нивания интенсивности, методы создания и суммирования
некогерентных пучков;
7) поиск путей создания мощных твердотельных лазеров,
работающих в частотном режиме.
Увеличение КПД лазерной системы может быть достигнуто
за счет снижения потерь энергии при рациональном разме-
щении ламп-вспышек и отражателей, увеличения оптической
толщины активированной ионами неодима рабочей среды,
использования многопроходных схем, а также преобразова-
телей энергии, которые позволяют увеличить долю энергии,
переходящую в лазерный свет. Так, введение в среду трех-
валентных ионов хрома позволяет увеличить поглощение
энергии в тех спектральных диапазонах, где ионы неодима
не поглощают. Значительная часть поглощенной ионами хро-
ма энергии может передаваться ионам неодима, что в конеч-
ном счете позволяет увеличить эффективность преобразова-
ния энергии накачки в лазерное излучение. Согласование
спектров накачки и поглощения можно осуществить, подбирая
состав наполняющий лампу-вспышку. Существуют также
предложения использовать для накачки полупроводниковые
лазеры, излучающие в области спектра, близкой к спектру
поглощения активной среды (напомним, что КПД полупро-
водникового лазера может быть достаточно большим). Пред-
105
полагается, что с помощью перечисленных методов пре-
дельный КПД неодимового лазера в будущим может достичь
20%.
Ранее уже упоминалось, что для увеличения мощности
и энергии лазерных импульсов необходимо развивать крупно-
апертурные оптические системы. Создание таких систем тре-
бует решения сложных технологических задач — обеспечение
высоких параметров стеклянной активной среды, однородно-
сти накачки усилительных модулей, разработки крупноапер-
турной фокусирующей оптики и эффективных систем охлаж-
дения. При распространении мощных световых импульсов
в среде может проявляться эффект самофокусировки. Чем
длиннее усилитель и больше его поперечное сечение, тем
сильнее могут нарасти возмущения интенсивности пучка,
обусловленные дифракцией, малыми неоднородностями лазер-
ной среды и фокусирующей оптики, неравномерным по сече-
нию нагревом среды. Самофокусировка приводит к сущест-
венному ухудшению параметров светового пучка и в опре-
деленных условиях к разрушению оптических элементов.
Изучение механизмов развития самофокусировки и методов
ее подавления в среде является одной из важных задач
нелинейной оптики.
Для получения мощных световых импульсов современные
лазерные установки конструируются по принципу последова-
тельно-параллельного усиления (смотрите выше). Мощные
лазерные системы состоят из огромного числа оптических
элементов, что требует больших затрат на их сооружение
и эксплуатацию. Создание крупноапертурных многопроходных
лазерных систем позволяет в принципе значительно умень-
шить количество оптических элементов при сохранении и даже
улучшении параметров излучения, а следовательно, улучшить
экономические характеристики таких установок. По оцен-
кам американских ученых, применение многопроходных
схем при конструировании мощных лазерных систем позволит
существенно (в 100 раз) снизить стоимость установок
(рис. 4.2).
В предыдущей главе указывалось, что с уменьшением
длины волны улучшаются условия нагрева и сжатия лазерных
мишеней. Уменьшение длины волны возможно получить путем
преобразования излучения в гармоники в двулучепреломляю-
щих кристаллах. Уже достигнуты высокие КПД преобразова-
ния (от 50 до 90%) при генерации второй и третьей гармоник
на кристаллах KDP (КН2РО4) и его аналогах. Основная
трудность при преобразовании излучения в гармоники в мощ-
ных лазерных системах — это потребность в больших крис-
таллах, из которых вырезаются пластины для оптических
элементов лазера. Для выращивания больших кристаллов
требуется современная техника и достаточно много времени.
106
Р и с. 4.2. Схема многопроходной усилительной лазерной системы. Лазерный
.луч (I) многократно под разными углами проходит через усилитель с большой
апертурой (2), что позволяет эффективно снимать значительную часть запа-
сенной в усилителе энергии; 3 поворотные зеркала
Для улучшения расходимости лазерных пучков (до ди-
фракционной расходимости) предполагается использовать но-
вые оптические системы, основанные на идее обращения
волнового фронта12. Суть этого эффекта заключается в сле-
дующем. Если направить лазерное излучение на среду, в ко-
торой показатель преломления нелинейным образом зависит
от амплитуды поля13, то в веществе возникнет пространствен-
но-периодическая модуляция показателя преломления. Веще-
ство ведет себя так, как будто оно само себе создает отра-
жающую решетку. Однако отражение в этом случае непрос-
тое — луч света отражается не зеркально, а строго назад.
Говорят, что происходит обращение волнового фронта
(рис. 4.3) или отражение с сопряженной фазой. Процесс,
происходящий в веществе отражающего элемента, сложный:
кванты света испытывают вынужденное рассеяние (т. е., чем
больше отражается назад света, тем больше вероятность
отразиться следующим квантам), при таком рассеянии рож-
дается волна звука, которая и приводит к пространственной
модуляции показателя преломления. Если при отражении
от обычного зеркала меняется знак только у нормальной
компоненты волнового вектора, то в случае фазосопряжен-
ного отражения волновой вектор полностью меняет свой знак.
Так, человек в обычном зеркале видит свое лицо, а если
отойдет подальше, то может увидеть себя во весь рост.
А в фазосопряженном зеркале он мог бы увидеть только
12 Обращение (точнее, самообрашение) волнового фронта явление,
(л крытое в 1971 году советскими учеными В. В. Ра тульским, В. И. Ионовичем,
Ф. ('. Файлу. 1/ювым.
13 Такими веществами могут быть, например, жидкости С14. ацетон, CS2
или некоторые газы под большим давлением.
107
обычное зеркало
самосопряженное зеркало
а)
Рис. 4.3. Принципиальная физическая (а) и оптическая (б) схемы обраще-
ния волнового фронта: / — неоднородный фазовый объект; 2 — линза;
3 — активная среда; 4 — плоское зеркало; 5 — мишень; 6 — усилители;
7—стеклянная пластина; 8—расширитель пучка (телескоп); 9—задающий
генератор. Сплошными вертикальными линиями схематически показан фронт
падающей волны, а пунктиром — отраженной волны
свои зрачки вне зависимости от расстояния до зеркала.
На рис. 4.3 схематично показано отражение от обычного (А)
и фазосопряженного (Б) зеркал. Таким образом, после отра-
жения от фазосопряженного зеркала и повторного прохож-
108
дения через неоднородную среду волна восстанавливает свой
первоначальный фронт. Предложен ряд схем использования
этого явления в системах ЛТС. Так, мишень можно облучать
слабым, но высококачественным лазерным пучком. Отражен-
ная от мишени волна проходит через усилительные системы,
пусть даже и недостаточно совершенные. Эта волна набирает
энергию, а ее фронт искажается. Затем эта волна отража-
ется от фазосопряженного зеркала и вновь проходит через
все усилители, на этот раз собирая всю запасенную в них
энергию. Мощное излучение, которое приходит в этом случае
на мишень, должно иметь такой же хороший волновой фронт
и малую расходимость, как и первоначальный слабый им-
пульс.
Наряду с разработкой лазерных систем на неодимовых
стеклах в настоящее время значительное внимание уделяется
поиску и разработке иных типов лазеров для ЛТС. Дело
в том, что, несмотря на достоинства неодимовых лазеров
(относительная простота конструкции, высокие характери-
стики неодимового стекла как активной среды, освоенность
промышленностью, подходящая с точки зрения физики взаи-
модействия излучения с веществом длина волны, сравнительно
простая система фокусировки и т. д.), они имеют ряд су-
щественных недостатков — малый КПД (в современных мощ-
ных системах порядка 0,1%), неприспособленность к работе
в частотном режиме (из-за трудностей отвода тепла, рассеян-
ного в процессе генерации из стекол).
Мощные газовые лазеры с этих позиций имеют ряд пре-
имуществ. Это прежде всего электроионизационный СО2-ла-
зер, эксимерные, химические и фотодиссоционные лазеры.
Газовые лазеры имеют, как правило, КПД значительно более
высокий, чем стеклянные, и используют в качестве рабочей
среды сравнительно дешевые смеси газов. Такие лазеры могут
работать в частотном режиме, поскольку снятие теплового
возбуждения из области генерации можно обеспечить заменой
рабочей смеси газов. В газовых лазерах принципиально проще
создавать крупноапертурные усилительные модули, поскольку
легче обеспечить однородную «накачку» газов. Однако они
имеют и ряд недостатков. Если говорить о наиболее разрабо-
танном на сегодняшний день СО2-лазере, то главным его
недостатком является большая длина волны (приблизительно
10 мкм). Напомним, что в этом случае поглощение излучения
веществом меньше, чем у неодимового лазера, и практически
вся поглощенная энергия передается надтепловым электронам,
которые приводят к ряду вредных для сжатия мишеней эффек-
тов (подробнее этот вопрос изложен в предыдущей главе).
Еще одно затруднение связано с крайне ограниченным кругом
материалов, прозрачных для излучения, из которых можно
было бы изготовить оптические элементы для управления
109
лазерными лучами (одним из таких материалов является по-
варенная соль NaCl). Впрочем, эта трудность в настоящее
время преодолевается за счет использования зеркальной оп-
тики и создания оптических элементов больших размеров из
чистой прессованной поваренной соли. Для демонстрационных
экспериментов СО2-лазер, скорее всего, не будет использован,
однако для будущих термоядерных энергетических установок
технические достоинства таких лазеров могут оказаться су-
щественными. Это обстоятельство делает целесообразным
проведение дальнейших исследований по сжатию мишеней
с помощью СО2-лазеров. Следует упомянуть фотодиссоцион-
ные йодные лазеры, хотя их КПД меньше, чем у СО2-лазера,
и технологически они сложнее, йодные лазеры имеют длину
волны излучения 1,3 мкм (то есть почти такую же, как и нео-
димовый лазер), хорошую расходимость, значительную мощ-
ность. Весьма перспективными для целей ЛТС представляются
эксимерные KrF-лазеры, которые имеют малую длину волны
излучения (Х=0,27 мкм).
Остановимся кратко на истории создания и современном
состоянии проблемы разработки мощных лазерных систем
для исследования по ЛТС. В работе, опубликованной в
1964 году (авторы Н. Г. Басов и О. Н. Крохин), впервые
была показана возможность нагрева плазмы лазерным излу-
чением до термоядерных температур, а сама идея применения
лазеров для этих целей была высказана впервые одним из
авторов книги в докладе на заседании Президиума Академии
наук СССР в 1961 году. В начале 60-х годов в ФИАНе
был создан один из наиболее мощных для своего времени
одноканальный лазер на неодимовом стекле, с помощью
которого были проведены исследования взаимодействия ла-
зерного излучения с веществом при потоках 106—109 Вт/см2.
В 1968 году в ФИАНе был создан более мощный лазер
с высоким контрастом, малой расходимостью и длительностью
импульса 10~11 с. На этой установке были проведены экспе-
рименты по взаимодействию излучения со специально при-
готовленной мишенью из дейтерида лития (П. Г. Крюков,
С. Д. Захаров, Ю. В. Сенатский). В этих экспериментах
впервые в мире были зарегистрированы нейтроны, и тем
самым доказана возможность нагрева лазером вещества до
термоядерных температур. Для реализации идеи сферического
сжатия в 1971 году в ФИАНе была создана первая в мире
установка для сферического облучения мишеней — девяти-
канальный лазер, получивший название «Кальмар». На этой
установке был выполнен ряд пионерных работ по исследова-
нию нагрева и сжатия сферических лазерных мишеней. Затем
в ФИАНе СССР был выполнен цикл исследований коэффи-
циентов поглощения и отражения лазерного излучения
(X = 1,06 мкм) в диапазоне потоков 10*°—1014 Вт/см2 и по-
110
казана эффективность поглощения в этом диапазоне (чтс
подвергалось в то время сомнению), В 70-е годы в нашей
стране и за рубежом стали создаваться многоканальные
мощные лазерные установки для исследований по ЛТС.
В США были созданы мощные двухпучковые лазеры на
неодимовом стекле — «Янус», «Аргус». Впоследствии крупные
лазерные установки с энергией в импульсе 10 кДж — «Шива»
(Nd-лазер) и «Гелиос» (СО2-лазер). В СССР в конце 70-х
годов были созданы мощные многоканальные установки с
выходной энергией около 1 кДж — «Сокол» (Nd-лазер,
24 пучка), «Прогресс» (Nd-лазер, 6 пучков), «Мишень»
(Nd-лазер, 1 пучок) 4-пучковый йодный лазер «Искра» и в
начале 80-х годов мощный СО2-лазер «ТИР—1» (1. пучок).
Подобного класса лазеры создавались в это же время во
Франции, Англии, Японии и Польше. В 1980 году в ФИАНе
была запущена крупнейшая в нашей стране многоканальная
лазерная система «Дельфин» на неодимовом стекле. Этот
лазер позволяет генерировать световой импульс с энергией
в несколько килоджоулей и длительностью порядка 1 нс, что
обеспечивает мощность в импульсе 1012—1013 Вт (по порядку
величины такая мощность сравнима с мощностью всех элек-
тростанций мира, правда, станции работают в стационарном
режиме), а яркость излучения— 1016 Вт/см2 • ср. Такие
параметры светового импульса обеспечиваются последова-
тельно-параллельным усилением 108 пучков с их сведением
в дальнейшем в 6 составных пучков, фокусирующихся на
мишень14.
Значительные успехи в развитии мощных лазерных систем
достигнуты в США и Японии. Так, в Японии в соответствии
с проектом KONGO с начала 80-х годов разработан ряд
мощных лазеров для ЛТС. Запущен восьмипучковый 10 кДж
СО2-лазер LEKKO-VIII, а с 1984 года ведутся эксперименты
на двенадцатипучковом неодимовом лазере GEKKO-XII15
(энергия в импульсе 30 кДж, а длительность — от 0,1 до
2 нс). Предполагается в дальнейшем увеличить энергию до
100 кДж. В лаборатории лазерной энергетики (Рочестерский
университет, США) ведутся исследования на 10-килоджоуль-
ной установке OMEGA на основе Nd-лазера. Особенностью
этой установки является высокая степень симметрии и каче-
ства облучения мишеней, эффективное преобразование излу-
чения во вторую и третью гармоники и т. д., что позволяет
получать большие степени сжатия горючего при сравнительно
умеренных энергиях и импульсе.
" В ФИАНе над проблемами создания мощных неодимовых лазеров
для целей ЛТС работает коллектив ученых, возглавляемый Г. В. Склизковым
и С. II. Федотовым.
'* Большой вклад в становление и развитие работ по ЛТС в Японии
внес профессор Ч. Яманака.
111
Самой крупной в мире на сегодняшний день является
запущенная в апреле 1985 года в Ливерморской националь-
ной лаборатории имени Лоуренса (США) установка NOVA16;
параметры лазерного импульса: энергия — порядка 100 кДж
при длительности 1 нс, диаметр светового пучка на оконечных
каскадах усиления — около 50 см. В системе предусмотрена
возможность с помощью нелинейных кристаллов преобразо-
вывать излучение на вторую (зеленый свет) и третью (синий
свет) гармоники с КПД соответственно 70 и 50%. Теоретиче-
ские исследования показывают (см. главу 3), что на лазерных
установках такого масштаба можно создать условия экспе-
римента, близкие к физическому порогу термоядерных реак-
ций. В США в Лос-Аламосской лаборатории были проведены
эксперименты по сжатию сферических мишеней с помощью
мощного СО2-лазера «Антарес» (энергия в импульсе 40 кДж)
и ведутся работы по применению мощного KrF-лазера в ис-
следованиях по ЛТС (установка «Аврора»).
Следует также отметить две крупные установки на осно-
ве йодного лазера — «Астерикс» (ФРГ) и «Перун» (ЧССР
совместно с СССР).
Целесообразность сооружения больших лазерных систем
с энергией в импульсе порядка 100 кДж и более, помимо
стремления продемонстрировать возможность получения энер-
гетически выгодной управляемой термоядерной реакции, об-
условливается также тем, что в результате в руках ученых
окажется уникальная по своим возможностям установка.
На таком уровне лазерной энергии оказывается возможным
в лабораторных условиях изучать многие важные вопросы
фундаментальной и прикладной физики — взаимодействие
сверхмощного излучения с плазмой, создание инверсии и по-
следующее усиление отдельных спектральных линий далекого
ультрафиолетового и рентгеновского диапазонов в плазме
с целью разработки квантового генератора в этом диапазоне
длин волн, лабораторные исследования поведения вещества
в экстремальных условиях (вид уравнений состояния веще-
ства при высоких давлениях и плотностях), создание сверх-
мощного точечного источника проникающего излучения (ней-
тронов, а-частиц и рентгеновских лучей) для ядерно-физиче-
ских исследований и для испытания на радиационную стой-
кость различных материалов, включая реакторную технику,
исследование физики сверхмощных ударных волн и плаз-
менных струй со скоростями разлета свыше 1000 км/с,
генерации сверхсильных магнитных полей, исследования
общих вопросов гидродинамической неустойчивости и многое
другое.
16 Работы по ЛТС в Ливерморской лаборатории возглавлял профессор
Дж. Эмметт.
112
ЧТО И КАК МОЖНО ИЗМЕРИТЬ
В ЛАЗЕРНОЙ МИШЕНИ
Наряду с разработкой мощных лазеров развитие экспери-
ментальных методов исследования физических процессов в
лазерных мишенях является одной из важнейших задач ЛТС.
Лазерная плазма как объект исследований имеет ряд специ-
фических особенностей, требующих разработки новых мето-
дов диагностики. Характерными свойствами лазерной плазмы
являются кратковременность существования и малые ее раз-
меры. Так, длительность всего процесса сжатия лазерной
мишени составляет 1 —10 нс, а «время жизни» сжатого ядра
измеряется десятками пикосекунд. Размеры короны измеря-
ются долями миллиметра, а область сжатия — десятками
микрометров. Температура короны и сжатой области мишени
достигает 10 млн. градусов (а при реализации термоядерного
микровзрыва — сотен миллионов градусов), а плотность меня-
ется *от сотен граммов на 1 см3 в сжатом ядре до 10-4—
10“5 г/см3 в разлетающейся короне. Перед экспериментато-
рами стоят задачи разработки измерительных комплексов
с пространственным и временным разрешением, по крайней
мере, на порядок величины меньшим, чем характерные про-
странственные и временные масштабы процессов. Существует
необходимость с помощью дополнительной информации рас-
шифровать интегральные картины процессов. Так, в настоя-
щее время широко применяется метод сравнения результатов
вычислительного эксперимента (о вычислительном экспери-
менте мы расскажем подробно в отдельном разделе) с опыт-
ными данными, которые зачастую являются интегральными
по пространству или времени.
В настоящее время разработан ряд методов, позволяющих
изучать в экспериментах плазму, возникающую под дейст-
вием мощных лазерных импульсов. Можно выделить следующие
методы:
1) спектроскопические на частоте гармоник лазерного из-
лучения;
2) оптические;
3) калориметрические;
4) исследование ионного состава и нейтральных частиц
в плазме;
5) измерение характеристик рентгеновского излучения из
плазмы и фотографирование мишени в рентгеновском свете
через камеру-обскуру и с помощью микроскопа;
6) зондирование плазмы рентгеновским излучением от до-
полнительного источника;
7) диагностика быстрых заряженных частиц, вылетаю-
щих из мишени, в том числе продуктов термоядерных ре-
акций;
113
8) радиоактивационные;
9) нейтронная диагностика.
В разработке этих и других методов диагнбстики участво-
вали ученые различных лабораторий17.
С помощью спектроскопических методов удается исследо-
вать спектр отраженного лазерного излучения и по получен-
ным данным изучать роль различных механизмов поглощения,
а также определять ряд важных характеристик плазмы.
Так, наблюдение в спектре линий с частотой 2(о() (<о() — цикли-
ческая частота падающего лазерного излучения) указывает
на наличие резонансного и параметрических механизмов по-
глощения в плазме с плотностью, близкой к критической,
а по доплеровскому сдвигу максимума линии 2<о(, можно
определить скорость движения поверхности соответствующей
критической плотности.
Наличие в спектре гармоники 3/2<о0 — есть результат
слияния волн с частотами и 1/2<о0, то есть развития
параметрических процессов в окрестности плотности плазмы,
равной четверти критической. Таким образом, изучение ха-
рактеристик спектра излучения на 3/2<о() позволяет получить
информацию о параметрах плазмы при плотности, равной
1/4 от критической.
Оптические методы используются для исследования про-
цессов в плазме с плотностью, меньшей критической. Для
получения изображения плазмы обычно используется часть
излучения основного греющего пучка (за счет его расщеп-
ления), трансформированного в излучение на другой длине
волны. С помощью системы специальных зеркал формируется
последовательность световых импульсов, направленных под
небольшим углом друг к другу и попадающих на плазму
с заданной временной задержкой. Это позволяет на выходе
из прибора получать многокадровую развертку процесса.
Обработка интерферограммы полученного изображения позво-
ляет определить распределение в пространстве показателя
преломления плазмы, а следовательно, электронной плотности,
вычислить поток массы и оценить реактивное давление. Ме-
тоды шлирен- и теневого фотографирования дают информа-
цию о производных показателя преломления лучей, то есть
о движении неоднородностей в плазме. Суть метода шлирен-
фотографирования заключается в том, что с помощью спе-
циальных оптических систем на регистрирующий прибор со-
бираются только лучи, испытавшие значительное отклонение
при прохождении через плазму. Методы шлирен- и теневого
фотографирования нашли широкое применение для регистра-
ции ударных волн, образовавшихся при микровзрывах лазер-
ь В нашей стране Ю. А. Захаренков, Н. Г. Ковальский, Ю. А. Михайлов,
М. И. Пергамент, А. А. Рупасов, Г. В. Склизков, А. С. Шиканов и др
114
ных мишеней в газе, заполняющем мишенную камеру. Разле-
тающаяся плазма создает в окружающем мишень газе силь-
ную ударную волну, которая распространяется со скоростью,
превышающей 100 км/с. Отметим, что это значение превы-
шает максимальные скорости ударных волн, получаемых в
лабораторных условиях другими способами (например, в
ударных трубах). В задачах по ЛТС, исследуя динамику
волны, можно определить такие важные параметры лазерной
плазмы, как ионную температуру, поглощенную лазерную
энергию, контролировать симметрию разлета плазменной ко-
роны. Так, для нахождения поглощенной лазерной энергии
используют известные решения о движении ударной волны,
образованной точечным взрывом в газе. В соответствии с
решением, полученным Л. М. Седовым, фронт такой волны
движется по следующему закону:
/?ув = а„ (Е'^/р^2 .
где /?УВ—радиус фронта ударной волны в момент времени /,
Рг— начальная плотность газа; Е"аз— поглощенная лазерная
энергия, ао — постоянная, зависящая от состава газа. Из-
вестны более общие решения, полученные для движения
ударной волны по газу с изменяющимися характеристиками.
В экспериментах с лазерными мишенями приходится учиты-
вать предварительный прогрев газа излучением и электронной
тепловой волной, конечные размеры и массу мишени. Эти
эффекты усложняют задачу, тем не менее, измеряя с помощью
оптических методов зависимость движения фронта ударной
волны от времени, удается определить величину поглощенной
энергии.
Измеряя угол поворота плоскости поляризации зондирую-
щего луча в плазме, можно определить величину и область
локализации спонтанных магнитных полей. Это измерение
основано на известном эффекте Фарадея (Дер = V • Bi • /,
где V — постоянная Верде; В/ — проекция магнитного поля
на путь /; Дер— угол поворота)18.
Для измерения баланса энергии в системе лазер — мишень
применяются два метода калориметрических измерений. Пер-
вый метод заключается в прямом измерении лазерной энергии
на выходе из оконечных каналов усиления (Елаз) и всех по-
терь, обусловленных отражением, рефракцией и наличием
излучения, прошедшего мимо плазмы (Епот). Поглощенная
лазерная энергия вычисляется как разность Е"°3 = Е1аз — £,1от.
Второй калориметрический метод определения поглощенной
энергии основан на сравнении показаний двух близко распо-
18 В неоднородной плазме V есть функция плотности и зависит от частоты
зондирующего излучения, масштаба неоднородности и т. д.
115
ложенных датчиков — открытого и закрытого защитным стек-
лом и светофильтрами. Закрытый приемник регистрирует
только энергию рефрагирующих в датчик лазерных лучей,
а открытый измеряет суммарную энергию (то есть энергию
рефрагирующего в датчик лазерного излучения, кинетическую
энергию частиц и энергию переизлучения из плазмы). Таким
образом, разность этих измерений — это та энергия, которая
поглотилась в плазме.
Богатую информацию несет разлетающаяся плазма мише-
ни. Средства корпускулярной диагностики позволяют опреде-
лить ряд важных параметров плазмы. Так, по массе, рас-
пределению зарядов и скорости разлета ионизованного ве-
щества можно определить испаренную массу оболочки, оце-
нить скорость испарения, температуру и давление на неиспа-
ренную часть оболочки. С помощью ионной диагностики
исследуется эффект возникновения в плазме надтепловых
ионов. Примером регистрирующего ионный состав прибора
может служить масс-спектрограф Томсона (рис. 4.4). Прин-
цип действия прибора состоит в следующем. Разлетающиеся
ионы проходят через область параллельных магнитных и
электрических полей (поля перпендикулярны направлению
разлета ионов). На заряженную частицу действует электро-
статическая сила, направленная вдоль направления электри-
Рис. 4.4. Масс-спектрограф Томсона: / — микровзрыв — источник ионов;
2 - магнит; 3 заряженный конденсатор; 4 экран (фотопластинка). Ионы
с заданным отношенном атомной массы (Л) к заряду (Z) располагаются
на соответствующих параболах
116
ческого поля, а сила Лоренца, направленная перпендикулярно
направлениям магнитного поля и скорости движения частиц.
В результате на приемном экране (фотопластине) частицы
распределяются по параболам в зависимости от их кинети-
ческой энергии и отношения заряда к его атомной массе. Раз-
рабатывается методика измерения нейтральных частиц в
плазме. Такие измерения позволят получить информацию об
неиспаренной части оболочки, гидродинамическом КПД, воз-
можно, о развитии неустойчивости в мишени.
До сих пор мы говорили о методах, позволяющих иссле-
довать в основном плазменную корону. Важной задачей яв-
ляется экспериментальное исследование сжатого ядра мише-
ней. Для этих целей служит ряд методов, в частности фото-
графирование мишеней в собственном рентгеновском излуче-
нии. Такая операция осуществляется с помощью камеры-
обскуры, то есть малого отверстия в непрозрачном для
рентгеновского излучения экране. За счет малости отверстия
(его размер должен быть меньше размера самого объекта)
удается получить изображение с пространственным разреше-
нием светящейся области мишени (рис. 4.5). Камера-обскура
была изобретена в XVI веке Баптистой Портой, который об-
наружил, что если свет проникает в темную комнату через
малое отверстие, то на противоположной стене возникает
четкое перевернутое изображение того, что происходило вне
здания. Применение в современном эксперименте старого
принципа объясняется тем, что рентгеновские лучи трудно
Рис. 4.5. Схема получения изображения мишени через камеру-обскуру:
/ — мишень; 2 — непрозрачный экран с отверстием; 3 — фотопластинка;
4 изображение
117
фокусировать19. Применение специальных электрооптических
элементов позволяет проследить временной ход процесса,
в частности движение наиболее светящейся области мише-
ни (между фронтом тепловой волны и критической поверх-
ностью), что дает возможность определить скорость обо-
лочки и момент коллапса. В мишени имеются две области
свечения плазмы. О первой области мы уже говорили —
это корона с плотностью плазмы больше критической. Как
правило, корона излучает на всей стадии полета оболочки
к центру. Вторая область свечения — это сжатое ядро.
Эта область светится в основном на стадии торможения
и начала разлета оболочки. На обскурограмме соответственно
имеются две области почернения. Зная размеры диагностиче-
ской аппаратуры и центральной засвеченной области на
снимке, легко вычислить объем сжатого горячего ядра, а
следовательно, среднюю плотность горючего и величину па-
раметра Поскольку интенсивность тормозного излучения
пропорциональна Z3, то введение в термоядерное горючее
малых добавок вещества с большим Z (например, инертных
газов) позволяет наблюдать непосредственное свечение из
сжатого горючего, а с помощью спектральных измерений
удается определить температуру в горючем. Путем сравнения
полученных обскурограмм с результатами численных расчетов
удается получить богатую информацию о сжатой области
мишени (о примере такой обработки экспериментальных дан-
ных мы расскажем в разделе, посвященном численному экс-
перименту).
Другая возможность исследования состояния сжатого
ядра заключается в зондировании плазмы рентгеновским
излучением от другого источника и регистрации теневого
изображения в режиме кадрового фотографирования (либо
в режиме «щелевой» развертки, когда в отличие от кадрового
фотографирования удается получить последовательно во вре-
мени изображение объекта, развернутое по пространственной
координате). В качестве источника рентгеновского излучения
такого типа в экспериментах обычно используют факел ла-
зерной плазмы, образованной при облучении дополнительной
мишени.
С помощью фильтров, не пропускающих излучение с ча-
стотами, меньшими некоторых значений vj, V2, V3 и т. д.,
можно измерить интенсивности рентгеновского излучения
выше соответствующих граничных значений. По полученным
зависимостям интенсивности от частоты можно судить об
электронной температуре тепловой и надтепловой компонент
19 В настоящее время ведутся исследования по разработке и созданию
фокусирующих элементов в рентгеновском диапазоне длин волн и уже по-
лучены обнадеживающие результаты.
118
плазмы (полагая, что измеренные спектры удовлетворяют
известному закону распределения интенсивности излучения
по частотам).
Заряженные частицы — продукты термоядерных реакций,
вылетающие из мишени, несут большую информацию о, со-
стоянии сжатого ядра. Различают первичные и вторичные
термоядерные частицы. Первичные частицы образуются не-
посредственно в результате реакций синтеза ионов горючего
(D + D и D + Г-реакций), а вторичные — в результате реак-
ций ионов плазмы с продуктами термоядерных реакций.
Поскольку энергия термоядерных частиц достаточно велика,
то в современных экспериментах их характерная длина за-
медления сравнима и даже больше размеров самой плазмы.
Заряженные термоядерные частицы, вылетающие из мишени,
не успевают «забыть» из-за столкновений о состоянии веще-
ства в сжатом горючем. Измеряя спектры и суммарный выход
заряженных термоядерных частиц, можно судить о плотности
и температуре плазмы. По смещению и деформации , спектров
можно определить оптическую плотность (р/?) оболочки, а по
неравномерному распределению частиц по углу — величину
и распределение спонтанных магнитных полей, генерирующих-
ся в мишени вследствие развития гидродинамической неустой-
чивости.
Вылетающие из мишени нейтроны, как и заряженные
термоядерные частицы, несут информацию о реакциях синтеза
в плазме. В отличие от последних нейтроны весьма слабо
взаимодействуют с плазмой и не взаимодействуют друг с
другом. Измеряя число нейтронов, покинувших мишень, мож-
но определить число реакций синтеза, а привлекая дополни-
тельную информацию о состоянии термоядерной плазмы, оце-
нить ее плотность и температуру.
Наряду с заряженными частицами и нейтронами в резуль-
тате ядерных реакций генерируются у-кванты. Измерение
интенсивности излучения у-квантов и их энергетического
спектра позволяет также судить о параметрах сжатой
плазмы.
Мы не будем описывать принципы действия различных
типов корпускулярных датчиков, которые применяются в
перечисленных методах диагностики лазерной плазмы, по-
скольку это увело бы нас слишком далеко от основной
темы книги.
В настоящее время разрабатывается ряд новых методов,
основанных на голографических принципах (голографическая
временная развертка процессов сжатия мишени), на зонди-
ровании мишени пучком быстрых электронов и др. Исполь-
зуются радиохимические методы анализа продуктов ядерных
реакций с веществом мишени, позволяющие получить инфор-
мацию о величине параметров <р/?> и плотности сжатой плаз-
119
мы. Так, например, при прохождении нейтронов с энергией
14 МэВ через стеклянную оболочку происходит активация
кремния с образованием изотопов алюминия А128. Количество
ядер А128 будет пропорционально числу нейтронов и величине
параметра <р/?> в сжатой мишени. Образовавшийся А128
радиоактивен с периодом полураспада 2,3 мин. В результате
распада А128, в частности, образуются у-кванты. Таким обра-
зом, измерив у-активность остатков мишени (то есть число
у-вспышек и их эволюцию во времени), можно определить
значение W • (W — число нейтронов), а при известном
N — значение
Заканчивая этот раздел, отметим следующее: последнее
десятилетие отмечено большими успехами, достигнутыми в по-
становке и проведении экспериментальных исследований в
ЛТС. Так, экспериментально доказана возможность эффектив-
ного поглощения излучения (вплоть до 100% от падающей
энергии) и преобразования в рентгеновское переизлучение
(более 50% от падающей энергии), получено более чем 50 000-
кратное объемное сжатие оболочечных лазерных мишеней и
достигнута плотность горючего около 40 г/см3, а температура
в сжатой плазме более 100 млн. градусов, зарегистрирован
максимальный нейтронный выход 2 • 10.
Большинство результатов, приведенных выше, получено на
установках с энергией в импульсе на уровне 1 —10 кДж. С пе-
реходом экспериментов по ЛТС на новый уровень энергий в
импульсе порядка 100 кДж следует ожидать качественного
скачка в результатах исследований, поскольку, как уже отме-
чалось ранее, такие энергии близки к порогу физической де-
монстрации термоядерных реакций, когда коэффициент усиле-
ния в мишенях достигнет 1.
СЬ/ЪГИКА МИШГНГЙ
Достижения в исследованиях по лазерному термоядерному
синтезу, о которых говорилось в предыдущих разделах, были
бы невозможны без развития технологии изготовления подчас
очень сложных лазерных мишеней. В простейшем варианте
такая мишень представляет сферическую тонкостенную обо-
лочку (толщина стенки в 50—100 раз меньше радиуса оболоч-
ки) диаметром 100—1000 мкм, заполненную под давлением
дейтерием или дейтерий-тритиевой смесью в газообразном
состоянии. Возможны более сложные конструкции мишеней,
состоящие из нескольких слоев, имеющих различную плот-
ность и химический состав, либо из нескольких концентриче-
ских оболочек, промежутки между которыми заполнены газом.
В экспериментах по ЛТС используются также криогенные
мишени, в которых горючее приготовляется в виде жидкой
120
смеси дейтерия и трития либо в виде намороженного на
внутреннюю поверхность оболочки дейтерий-тритиевого льда
(заметим, что температура кипения смеси дейтерия-трития
при нормальных условиях приблизительно равна —249° С,
а температура плавления —.253° С, так что для получения и
хранения таких мишеней требуется специальная криогенная
техника). Точность изготовления мишеней должна быть чрез-
вычайно высокой — порядка 1% от толщины оболочки, то есть
шероховатость и разнотолщинность ее должны быть не более
100—500 А, а отклонения от сферичности (то есть отношение
разности расстояний от центра до поверхности в различных
направлениях к среднему радиусу (/?max — /?min)/(/?max + #тт)
не должны превышать 0,1%. Такие «жесткие» требования
предъявляются к технологии изготовления мишеней из-за
опасности развития гидродинамической неустойчивости и их
разрушения в процессе сжатия.
В настоящее время для изготовления микробаллонов диа-
метром 400—600 мкм применяется технология, основанная на
вспенивании расплавленного стекла или полимерного материа-
ла с последующим быстрым и равномерным охлаждением.
Формирование оболочек происходит при свободном падении
в вертикальной печи, имеющей вид трубы. Исходные частицы,
поступающие в печь, содержат газообразователь. Поскольку
на расплавленный материал оболочки в печи действуют только
силы поверхностного натяжения и внутреннего давления газа,
то образуются оболочки высокой степени симметрии и с хоро-
шим качеством поверхности. Для получения исходных частиц
применяются различные методы. Так, в Физическом институте
имени П. Н. Лебедева для получения таких частиц из поли-
мерного материала применяется метод гранул20. Сущность ме-
тода состоит в том, чтобы получать гранулы требуемой массы
в процессе суспензионной полимеризации в жидкости при ин-
тенсивном механическом перемешивании. Полимеризацию про-
водят в присутствии газообразователя и инициаторов с приме-
нением специальных стабилизаторов, которые, адсорбируясь
на поверхностях капель, создают защитную пленку, предохра-
няющую растущие гранулы от слипания друг с другом. Из
гранул, полученных таким способом, удается при правильном
режиме вспенивания создать оболочки высокого качества. Од-
нако этот метод имеет ряд недостатков. Так, в результате
такого гранулирования образуются частицы в широком диапа-
зоне размеров, что приводит к значительным потерям, так
как на изготовление оболочек идет лишь малая часть всех
изготовленных частиц, удовлетворяющая требуемым разме-
рам.
В ФИАНе работы по созданию и развитию технологии изготовления
лазерных термоядерных микромишеней ведутся под руководством А. И. Иса-
кова и Ю. А. Меркульева.
121
Более перспективными представляются методы, позволяю-
щие сразу получать капли с заданными размерами и массами.
Это удается осуществить ультразвуковым, электростатическим
и некоторыми другими методами. В случае электростатическо-
го способа получения капли раствор полимера подается через
капилляр. На выход капилляра подается напряжение с высо-
ковольтного выпрямителя. Второй вывод выпрямителя соеди-
нен с вытягивающим электродом, представляющим собой
круглую пластинку с отверстием в центре. Напор жидкости
в капилляре устанавливается такой, что давление на незначи-
тельную величину превосходит давление сил поверхностного
натяжения. На конце капилляра образуется капля, размеры
которой будут увеличиваться до тех пор, пока масса капли
плюс электростатическая сила не станут больше силы поверх-
ностного натяжения. Когда это происходит, капля отрывается
от капилляра. Размер образовавшейся капли определяется
радиусом капилляра, коэффициентом поверхностного натяже-
ния, плотностью раствора и приложенной напряженностью
электрического поля. Действие электрических сил необходимо
для получения капель малых размеров, причем с увеличением
приложенного напряжения размер капель уменьшается и воз-
растает частота каплеобразования. При работе с одним капил-
ляром можно только регулировкой напряжения менять разме-
ры капель в десятки раз.
Ультразвуковой метод заключается в том, что под действи-
ем звуковых волн струя жидкости, вытекающая под давлением
из малого отверстия, становится неустойчивой и распадается
на капли приблизительно одинакового размера. Размер такой
капли зависит от свойств жидкости, частоты ультразвуковых
колебаний, диаметра отверстия и скорости струи. .
Применение микрокапсул в качестве исходного материала
для изготовления оболочек является перспективным способом
получения оболочек крупных размеров (вплоть до 10 мм в
диаметре). Изготовление микрокапсул представляет собой
особый вид полимеризации, когда такая реакция полимериза-
ции начинается с поверхности капли. Дальнейшая полимери-
зация раствора, заключенного в капле, приводит к утолщению
поверхностной пленки до тех пор, пока не будет израсходован
весь мономер. В результате получается капсула из полимера,
в полости которой заключены растворитель и остатки инициа-
тора полимеризации.
После завершения полимеризации, как и в случае других
методов получения микрочастиц, происходят просушка и от-
мывка от растворителя, а затем дальнейшая их подготовка к
подаче в вертикальную трубчатую печь для превращения в
оболочки требуемых размеров и качества.
Схема установки для получения оболочек требуемых пара-
метров приведена на рис. 4.6. Основой установки является
122
Рис. 4.6. Схема установки для изго-
товления мишеней: / — устройство вво-
да; 2 — секционная вертикальная элек-
трическая печь; 3 — зона охлаждения;
4, 5 — ввод и вывод охлаждающей жид-
кости; 6 — приемное устройство
.1
вертикальная электрическая печь в виде трубы. Для того что-
бы имелась возможность изменять длину горячей зоны и рас-
пределение температуры в ней, печь выполнена в виде секций
с автономным питанием каждой секции. Рабочий объем печи
представляет собой цилиндр диаметром 160 мм и высотой от
0,25 до 3 м. Температура в печи может подниматься до 900° С.
В верхней части печи находится загрузочное устройство. Ниже
горячей зоны расположена зона охлаждения и стабилизации
длиной 1—2 м, имеющая теплообменник с охлаждением про-
точной жидкостью. Еще ниже располагается приемное устрой-
ство. Установка должна быть герметичной. Она заполняется
инертным газом под малым давлением. Процессы, которые
происходят при падении исходной гранулы, можно разделить
на четыре стадии: нагрев, формирование оболочки, выравни-
вание и охлаждение, что соответствует четырем зонам печи.
Проходя эти зоны, исходный материал претерпевает следую-
щие изменения — твердая сплошная сфера, жидкая нагретая
капля, жидкая нагретая сферическая оболочка, твердая полая
оболочка. Отметим, что на процессы формирования оболочек
123
влияет множество переплетающихся факторов, связанных как
с физическими свойствами материалов — вязкостью, поверх-
ностным натяжением, теплопроводностью и др., так и с техно-
логическими параметрами установки — давлением, температу-
рой, свойствами среды и т. д. Без глубокого понимания всех
деталей происходящих процессов и аккуратных физико-техни-
ческих расчетов невозможно найти оптимальные режимы изго-
товления оболочек высокого качества.
После отделения оболочек от сплошных частиц и кусков
пены, имеющихся в некотором количестве в каждой партии,
они должны пройти оптический контроль, отбор, измерение и
наполнение топливом. При просмотре и отборе мишеней ис-
пользуются обычно интерференционные микроскопы с допол-
нительными устройствами, позволяющими поднять производи-
тельность труда операторов. При отклонениях от сферической
симметрии и разнотолщинности микробаллонов наблюдаются
искажение и сдвиг интерференционных колец относительно
центра. С помощью механических манипуляторов удается
получить интерференционные картины оболочек в раз-
личных плоскостях. Затем измеряются диаметры интер-
ференционных колец, табулируются и вводятся в ЭВМ,
которая по заданной программе восстанавливает параметры
оболочек.
Существуют и другие методы контроля и отбора высоко-
качественных оболочек, которые позволяют дополнить описан-
ный выше оптический метод, например просвечивание оболоч-
ки рентгеновским излучением.
Введение газообразного горючего в мишень производится
методом термодиффузии при нагревании оболочек в специаль-
ных камерах, заполненных газообразным дейтерием или
смесью дейтерия и трития. Контроль за содержанием горючего
в оболочке производится с помощью интерференционных ме-
тодов либо по регистрации ядерных реакций (так как тритий
является радиоактивным элементом и его содержание можно
контролировать по регистрации 0-частиц, вылетающих из ми-
шени). Для получения горючего в жидкой или твердой фазе
необходимо использовать специальную технику низких темпе-
ратур менее 20° по шкале Кельвина. Этого можно добиться,
помещая мишень, например, в жидкий гелий. Следует также
обеспечить высокую однородность намороженного слоя. Для
этого применяются методы быстрой переконденсации веще-
ства.
Криогенные мишени требуют разработки специальных спо-
собов приготовления, хранения и ввода в камеру, так как вы-
мороженный слой может испариться при отсутствии предохра-
нительных мер.
Разрабатывается технология изготовления сложных много-
слойных мишеней. Так, имеется возможность напылять тонкие
124
слои различных металлов либо внедрять в оболочку дополни-
тельные элементы. Такие многослойные мишени с добавками
соответствующих элементов позволяют широко использовать
рентгеновские и корпускулярные методы диагностики для ис-
следования процессов в лазерных мишенях.
Для создания двухоболочечных (их еще называют двухкас-
кадными) мишеней применяется следующая технология.
Внешнюю оболочку аккуратно разрезают на две половинки с
помощью азотного лазера для помещения внутрь второй обо-
лочки. Внутренняя оболочка поддерживается внутри внешнего
каскада на тонкой пленке. Половинки внешней оболочки скле-
иваются с помощью специального клея. Полость может запол-
няться горючим традиционными методами.
Ведется разработка и поиск новых технологий и материа-
лов для изготовления мишеней. Так, можно использовать спе-
циальные токарные станки с числовым программным управле-
нием для выточки полусфер. Для изготовления мишеней ис-
пользуется вспененный пластик со средней плотностью вплоть
до сотых долей грамма на 1 см3 (в нормальных условиях
пластик имеет плотность порядка 1 г/см3). Поры можно за-
полнить горючим, например, в жидкой фазе. В результате
получится оболочка плотностью, близкой плотности горючего.
Использование таких мишеней может быть очень полезным
для достижения устойчивого сжатия. Введение в вещество
оболочки микрочастиц или ионов других химических элемен-
тов (например, методами ионной имплантации) может ока-
заться полезным для уменьшения переноса энергии быстрыми
электронами, тепловыми и ударными волнами, а также может
быть использовано при различных методах диагностики лазер-
ной плазмы.
Для будущих энергетических термоядерных установок тре-
буются мишени диаметром около 1 см, имеющие сложную
конструкцию. Лазерные реакторы должны будут работать с
частотой от 1 до 10 выстрелов в секунду. Такую скорость
поставки мишеней можно обеспечить лишь при полной автома-
тизации всего цикла процессов — от приготовления исходного
материала до ввода изготовленных мишеней во взрывную ка-
меру. В настоящее время интенсивно развиваются методы
высокоскоростной технологии изготовления и отбора лазерных
мишеней сложных конструкций, автоматического управления
и контроля за процессами, протекающими в таких установках.
Можно говорить о создании в будущем целых фабрик по
изготовлению дешевых и удовлетворяющих заданным требо-
ваниям мишеней.
125
ВЫЧИСЛИТЕЛЬНЫМ ЭКСПЕРИМЕНТ В ЛТС
Вычислительный эксперимент, по определению одного из ве-
дущих специалистов в этом направлении академика А. А. Са-
марского,— это «создание и изучение математических моде-
лей исследуемых объектов с помощью ЭВМ». В случае вы-
числительного эксперимента непосредственным объектом ис-
следования является некая теоретическая модель, записанная
в виде сложных математических уравнений, правильно отра-
жающая суть явлений, происходящих в природе. Изучая по-
ведение этого объекта (модели) в тех или иных условиях, то
есть решая систему уравнений при различных значениях пара-
метров конкретных задач, исследователь получает возмож-
ность воссоздать картину физических явлений, интерпретиро-
вать и прогнозировать результаты натурного эксперимента.
В свою очередь, анализ полученных в вычислительном экспе-
рименте результатов и сравнение их с имеющимися представ-
лениями и накопленными опытными данными позволяют внес-
ти корректировку (если в этом есть необходимость) в исход-
ную теоретическую модель. Правильно поставленный и про-
веденный вычислительный эксперимент является, как правило,
продуктом труда коллектива ученых различных специально-
стей. Можно выделить пять этапов, которые проходят исследо-
вания в вычислительном эксперименте.
На первом этапе, когда формулируется физико-математиче-
ская модель исследуемого объекта, необходимо выделить ос-
новные процессы, оценить вклад неучтенных эффектов, допу-
стимость сделанных приближений. Выбранная модель, с одной
стороны, должна правильно описывать изучаемые физические
явления, с другой она должна быть не слишком сложной, что
позволило бы решать поставленную задачу на современных
ЭВМ. На этом этапе физики-теоретики выступают в тесном
содружестве с математиками.
На втором этапе необходимо выбрать методы решения
сформулированных уравнений. Для этих целей используются
численные методы (вычислительные алгоритмы), позволяющие
с нужной точностью получать приближенные решения исход-
ных уравнений. Потребность в приближенных численных реше-
ниях обусловлена ограниченностью известных аналитических
решений уравнений современной математической физики. Бо-
лее того, при изучении физических явлений требуется учиты-
вать совокупность процессов, то есть самосогласованно ре-
шать систему уравнений. Как правило, найти аналитические
решения таких систем уравнений для произвольных начальных
и граничных условий не удается. Первые численные методы
решения некоторых задач были предложены еще Ньютоном и
Эйлером. Однако только с развитием быстродействующих
ЭВМ теория и внедрение численных методов получили бурное
126
развитие. Выбранные вычислительные алгоритмы должны
удовлетворять определенным требованиям — заданной точно-
сти, устойчивости при изменении счетных параметров (напри-
мер, числа узлов при разбиении счетной области, величины
шагов по пространственным и временной координатам и т. д.),
консервативности (понятие консервативности означает, что
выбранная модель, являющаяся вторичным прообразом исход-
ных уравнений, должна удовлетворять всем тем законам со-
хранения массы, импульса, энергии и т. д., что и сами исход-
ные уравнения). На этом этапе «центр тяжести» в проведении
вычислительного эксперимента ложится на плечи математи-
ков — специалистов по численным методам.
На следующем этапе составляются программы для ЭВМ,
то есть переводится выбранный алгоритм счета задачи на
понятный для вычислительной машины язык. Поскольку совре-
менные программы для численного моделирования фундамен-
тальных научных задач являются весьма сложными и больши-
ми (скажем, типичные для ЛТС программы состоят из десят-
ков тысяч операторов!), то для их создания разработана
специальная технология — проблемно-ориентированные паке-
ты прикладных программ. Пакеты прикладных программ пре-
доставляют возможность хранить относительно простые гото-
вые программы (модули) и автоматически собирать из них
сложные программы. С этой целью модули пишутся по опре-
деленным стандартным правилам, что открывает возможность
оперативного доступа к ним широкому кругу потребителей.
Возможность разработки стандартных модулей для решения
различных задач обеспечивается тем обстоятельством, что
совершенно различные явления природы часто описываются
одними и теми же уравнениями математической физики (на-
пример, распространение тепла, диффузия одного сорта газа
в другом, электропроводность и ряд других явлений описыва-
ются уравнениями одного типа, перенос энергии излучением,
нейтронами и другими частицами — уравнениями другого типа
и т. д.). Таким образом, деятельность математиков-програм-
мистов приобретает черты индустриального производства.
Пользователь, знакомый с правилами сборки, выбирает
из пакета необходимые ему модули и конструирует из
них программу для описания тех или иных физических
явлений.
Следующий этап — проведение вычислений на ЭВМ по
составленным программам. В результате исследователь полу-
чает совокупность чисел, описывающих поведение объекта.
Наряду с расчетом задачи важное место в современном вы-
числительном процессе занимают автоматическая обработка
результатов и их наглядное представление. Действительно, в
процессе численного решения задачи промежуточные резуль-
таты выдаются в виде наборов чисел (массивов), содержа-
127
щих сотни и даже тысячи чисел. Каждый массив соответствует
обычно одному физическому параметру, а для описания объек-
та требуется знать десятки параметров в каждый заданный
момент времени. В итоге мы получаем сотни тысяч чисел и
более, которые необходимо просмотреть и понять, какие
физические процессы стоят за ними. Большую помощь в об-
работке таких результатов оказывают специальные графиче-
ские устройства (графопостроители и графические дисплеи),
позволяющие с помощью специальных подпрограмм перевести
полученные результаты в наглядные образы.
На завершающем этапе проводятся анализ результатов,
сопоставление их с существующими теоретическими пред-
ставлениями, результатами аналогичных расчетов других
групп исследователей и данными физических экспериментов.
При необходимости корректируется и дополняется исходная
теоретическая модель и вычислительный эксперимент повторя-
ется на более совершенной основе. На этом этапе участвуют
исследователи всех перечисленных специальностей.
Применение математического моделирования физических
явлений играет важную роль в исследованиях по ЛТС. Это
обусловлено двумя причинами:
— физические процессы, протекающие в лазерных систе-
мах и в веществе под действием мощных световых импульсов,
являются чрезвычайно многообразными, сложными и взаимо-
зависимыми. Для их описания необходимо решать системы не-
линейных дифференциальных уравнений в частных производ-
ных для нескольких переменных. Такие задачи, как правило,
являются многопараметрическими, содержат несколько облас-
тей с различными физическими свойствами (например, в ми-
шени — корона, различные функциональные слои оболочки,
горючее), допускают разрывные решения (например, ударные
волны). Аналитические методы позволяют обычно получить
лишь некие качественные соотношения, сформулировать стро-
го физико-математическую модель, выбрать диапазон исход-
ных параметров задачи для проведения численных расчетов,
а также оценить значения конечных результатов. В полном
объеме такие задачи доступны для решения с помощью
быстродействующих ЭВМ.
Вторая причина состоит в том, что прямое наблюдение и
изучение физических явлений в лазерах и мишенях (физиче-
ский или натурный эксперимент) является технически слож-
ной, дорогостоящей и не всегда практически реализуемой за-
дачей.
Значительные успехи в области численного моделирования
задач ЛТС достигнуты в СССР, США, Японии, Англии и не-
которых других странах. В нашей стране такие работы ведут-
ся в Институте прикладной математики им. М. В. Келдыша
(сокращенно ИПМ), ФИАНе, Институте атомной энергии
128
им. И. В. Курчатова и в некоторых других организациях21.
Чтобы читатель мог оценить объем, сложность и важность
этих работ, мы расскажем подробнее о численном модели-
ровании нагрева и сжатия лазерных мишеней. В нашей
стране разработан ряд сложных больших программ, таких,
как «Диана», «Рапид», «Заря» и др. для решения одномер-
ных задач, моделирующих физические процессы в лазерных
мишенях, а также «Атлант», ЛМГДС и др., позволяющих
моделировать двухмерные эффекты в лазерной плазме. В
США для моделирования процессов в мишенях чаще всего
используется программа LASNEX, созданная в Ливерморской
национальной лаборатории им. Лоуренса, и ряд других про-
грамм. (По установившейся традиции большим физико-мате-
матическим программам присваиваются определенные имена,
что позволяет после их опубликования в дальнейшем ссылать-
ся на результаты расчетов, выполненных по этим програм-
мам, без детального описания основных уравнений и методов
счета.)
Дадим качественное описание типичного вычислительного
эксперимента по ЛТС. На рис. 4.7 представлена функциональ-
ная блок-схема последовательности физических прЬцессов, ко-
торые моделируются в таком расчете. Для описания распро-
странения и поглощения лазерного излучения необходимо ре-
шать уравнение переноса светового пучка, как это обычно
делается в большинстве программ, либо квазистационарные
уравнения Максвелла для электромагнитного поля лазера
(как это предусмотрено в программе «Рапид»). Во втором
подходе удается наряду с классическим обратно-тормозным
механизмом поглощения учесть непосредственно резонансный
и параметрические механизмы поглощения, а также рефрак-
цию и отражение света. В неодномерной постановке задачи
учитывается неоднородность освещенности поверхности мише-
ни с помощью нескольких лазерных пучков (учитываются
характеристики оптических фокусирующих элементов, разме-
щение пучков и расстояние до мишени). В двухмерных про-
граммах предусмотрена возможность учета эффекта самофо-
кусировки лазерных лучей в плазме, то есть решается двух-
мерное волновое уравнение совместно с уравнениями, описы-
вающими динамику плазмы.
Во втором блоке содержатся подпрограммы для моделиро-
вания переноса энергии в лазерной плазме электронами, иона-
ми и фотонами. Для описания электронной и ионной тепло-
проводностей решаются отдельно для каждой компоненты
уравнения нелинейной термодиффузии с учетом обмена энер-
21 В нашей стране большой вклад в разработку и создание пакетов
прикладных программ по ЛТС внесли Л. А. Большов, В. Я. Карпов,
В. Б. Крюченков, В. А. Лыков, В. Ф. Тишкин, А. П. Фаворский и др.
129
Рис. 4.7. Блок-схема пакета прикладных программ для расчета нагрева
и сжатия микромишеней с помощью лазера: 1 — блок расчета распростра-
нения и поглощения лазерного излучения. В подпрограмме 1а предусмотрена
возможность расчета неоднородности освещенности мишени в условиях кон-
кретной геометрии эксперимента; II — блок расчета уравнений термодиффузии
для: а — электронной; б — ионной; в — лучевой температур; III — блок рас-
чета уравнений переноса в многогрупповом приближении для: а — надтепло-
вых электронов; б — рентгеновских квантов; в — термоядерных частиц;
IV — блок гидродинамики; V — блок расчета магнитных полей, их влияния на
коэффициенты переноса и движение плазмы как целого (вычисление понде
ромоторной силы); VI — блок расчета: а — уравнений состояния вещества,
кинетик; б — ионизации и рекомбинации; в — химических и г — ядерных
реакций
гией между компонентами.. В оптически плотной плазме из
вещества с большими зарядами ионов решается иногда трех-
температурная задача, где наряду с электронной и ионной
температурами вводится эффективная температура фотонов,
возникающих в результате переизлучения плазмы. Перенос
энергии излучением описывается в этом случае также уравне-
нием диффузии. В тех случаях, когда приближение большой
оптической плотности плазмы не пригодно, решаются численно
непосредственно уравнения переноса излучения в многогруппо-
вом приближении, то есть решаются уравнения переноса для
нескольких десятков (а иногда и сотен!) групп по частотам
излучения. Для описания передачи энергии плазме от над-
тепловых электронов также требуется решать уравнения пе-
130
реноса в многогрупповом (по скоростям электронов) прибли-
жении. Движение лазерной плазмы как целого описывается
уравнениями гидродинамики. Сложность их решения обуслов-
лена распространением в плазме интенсивных ударных волн,
наличием контактных границ (то есть наличием областей с
различными физическими свойствами), большим объемным
сжатием вещества. В неодномерных задачах решаются также
уравнения магнитной гидродинамики, описывающие генерацию
и эволюцию спонтанных магнитных полей в лазерной плазме.
Вычисленные значения магнитного поля используются для оп-
ределения электронных потоков тепла, обмена между тепловой
и магнитной компонентами энергии, пондеромоторной силы,
действующей на плазму. В уравнениях, описывающих движе-
ние плазмы, учитывается также действие силы со стороны
усредненного высокочастотного электромагнитного поля излу-
чения на плазму (эта сила также называется пондеромотор-
ной). В случае интенсивного термоядерного горения в урав-
нениях гидродинамики приходится учитывать влияние движе-
ния заряженных термоядерных частиц. На стадии термоядер-
ного горения учитывается изменение химического состава
плазмы, перенос энергии заряженными частицами, нейтронами
и фотонами.
Для правильного моделирования перечисленных физиче-
ских процессов необходимо знать определенные характеристи-
ки вещества (такие, как коэффициенты теплопроводности и
электропроводности, излучательной способности, время обмена
энергией между компонентами и т. д., а также зависимости
давления, внутренней энергии и ионного состава от плотности
и температуры, реализующейся в плазме). Для определения
этих характеристик часто требуется решать сложные системы
уравнений — рассчитывать цепочки кинетических уравнений
для степени ионизации в короне, проводить сложные квантово-
статистические расчеты, моделирующие состояние вещества в
области сжатия мишени. Часто такие расчеты проводятся
отдельно в широком диапазоне значений температуры и плот-
ности вещества. Полученные значения физических параметров
используются затем в виде таблиц (банков данных) в основ-
ной программе.
Для решения дифференциальных уравнений в частных
производных, описывающих большинство процессов в лазер-
ной плазме, обычно применяется метод конечных разностей.
Суть метода в следующем — все производные заменяются на
некоторые их конечно-разностные аналоги:
di — А-Н - А >
dx х/ + | — х, '
где i — номера узлов сетки, на которую разбивается область
определения функции f(x), то есть область х.
131
Это позволяет свести исходную систему уравнений к системе
алгебраических уравнений. Система алгебраических уравнений
при правильно заданных дополнительных условиях может не-
посредственно рассчитываться на электронных цифровых вы-
числительных машинах.
Типичные затраты процессорного времени на ЭВМ произво-
дительностью порядка 1 млн. операций в секунду при решении
одномерных задач, моделирующих нагрев и сжатие лазерных
мишеней, составляют от 1 до 10 ч, а в случае двухмерных
задач — несколько десятков часов. В отдельных случаях тре-
буются еще большие затраты процессорного времени (напри-
мер, при моделировании перемешивания или нестационарной
самофокусировки лазерных пучков в движущейся неоднород-
ной плазме). Такие задачи могут решаться только с помощью
супер-ЭВМ.
Ниже приведены два примера, иллюстрирующих результа-
ты вычислительных экспериментов. На рис. 4.8 показаны
зависимости коэффициентов усиления в термоядерных мише-
нях от вложенной лазерной энергии для случаев различной
длины волны излучения. Эти результаты получены на ос-
новании расчетов по программам «Диана» и «Рапид»22-
22 Эти исследования выполнены в Физическом институте и Институте
прикладной математики АН СССР С. КЗ. Гуськовым, Н. В. Змитренко и др.
Кус 1
103
102 - 2
1
10 -
10 Елаз(МДж)
Рис. 4.8. Зависимость коэффициента усиления от
лазеров с длинами волн излучения: / X = I мкм
= 0,25 мкм (KrF-лазер)
поглощенной энергии
(Nd-лазер); 2 Х =
132
Видно, что для достижения коэффициентов усиления по-
рядка 100 требуются лазеры с энергией в импульсе в диа-
пазоне 2—5 МДж.
Рисунок 4.9 иллюстрирует влияние несимметричного облу-
чения мишени на конечные параметры сжатого горючего. На
рисунке показана форма мишени в момент максимального
сжатия. Результат получен с помощью двухмерной программы
Рис. 4.9. Расчетные контуры сжатой части мишени, полученные с помощью
машинной графики. Расчеты были выполнены по программе «Атлант»:
/ область, занятая горючим; 2 — неиспаренная часть оболочки, ('трел кам и
показаны направления движения вещества в представленный момент времени
(момент максимального сжатия горючего), звездочкой — первоначальное рас-
положение центра мишени
133
«Атлант». Первоначально идеально сферическая мишень в ре-
зультате несимметричного облучения и нагрева сместилась как
целое вниз (звездочкой на рисунке показано начальное поло-
жение центра) и приобрела форму, сильно отличающуюся от
сферической. Стрелками показаны направления движения обо-
лочки в представленный момент времени. Видно, что различ-
ные части оболочки подлетают к центру неодновременно. В ре-
зультате энергия, переданная от оболочки в горючее, оказа-
лась существенно меньше, чем было получено в одномерном
расчете сжатия той же мишени. Изменились и другие пара-
метры горючего. Так, средняя температура горючего понизи-
лась приблизительно в 1,5 раза, плотность — в 4 раза, а пол-
ный нейтронный выход уменьшился в 100 раз.
При изучении взаимодействия мощного лазерного излуче-
ния с веществом возникают задачи, когда приближением
«сплошности» среды (гидродинамическое приближение) поль-
зоваться нельзя. Иногда возникает необходимость учитывать
релятивистские эффекты. Для моделирования такой плазмы
разрабатываются специальные методы, в частности метод
«частиц в ячейках». В этом случае предпринимается попытка
определения движения «укрупненных» заряженных частиц в
самосогласованных электромагнитных полях. В 1 см3 плазмы
содержится порядка 1022 частиц. Никакая самая крупная ЭВМ
не может смоделировать движение всего ансамбля частиц,
поэтому и требуется вводить понятие «укрупненных» частиц,
каждая из которых содержит огромное число «реальных» час-
тиц. Такой подход требует больших затрат машинного време-
ни, зато позволяет моделировать непосредственно плазменную
турбулентность.
Наряду с большими программами, моделирующими сово-
купность физических процессов в исследуемом объекте, разра-
батываются вспомогательные программы, позволяющие моде-
лировать отдельные эффекты, совокупность процессов в упро-
щенной физико-математической постановке, обрабатывать ре-
зультаты вычисленного и натурного экспериментов. Приме-
рами таких задач могут служить расчеты развития малых
возмущений формы границ оболочки из несжимаемой жид-
кости (программа «Руно»), изображения мишени в рентгенов-
ском свете, получаемые через камеру-обскуру (программа
«Рим»), и др. Так, на рис. 4.10 показано сравнение результа-
тов двухмерных расчетов изображения мишени, полученного
с помощью программ «Атлант» и «Рим», с данными физиче-
ского эксперимента. Несмотря на сложный вид мишени (из-за
несимметричного облучения центр мишени сместился, а форма
ее заметно отличается от сферической), в численном расчете
удалось достаточно хорошо воспроизвести основные черты экс-
перимента.
Заканчивая четвертую главу, хотелось бы подчеркнуть, что
134
1
___I__________l_
-108 -54
54 108 R мкм
6)
Рис. 4.10. Сравнение результатов натурною и вычислительною Эксперимен-
тов по получению изображения сжатой мишени через камеру-обскуру:
а — схематично показана фотография мишени (1) и результат численною
расчета, выполненного по программам «Атлант» и «Рим» (2); б — показаны
полученные в эксперименте и численном расчете относительные интенсивности
свечения
разумное сочетание аналитических методов, численных расче-
тов и опытов позволяет полностью воссоздать физическую
картину явлений в лазерных системах и термоядерных мише-
нях, дать научно обоснованные прогнозы в ЛТС.
135
с
ГЛ4ВК
ЛАЗЕРЫ И ЭНЕРГЕТИКА БУДУЩЕГО
Вот мы и подошли к последней главе нашей книги. Теперь
попытаемся представить, каким образом выделяющаяся в ре-
зультате термоядерных микровзрывов энергия будет преобра-
зовываться в полезные виды энергии, то есть в тепло и элек-
тричество? Лазерная термоядерная энергетика начинается с
электричества, питающего лазер, и заканчивается электри-
чеством, которое будет производиться на термоядерной элек-
тростанции. Помимо производства тепла и электричества,
энергия термоядерных микровзрывов может быть использова-
на для производства ядерного и химического горючего, для
создания тяги реактивного двигателя, накачки активных сред
новых мощных лазеров и в ряде других практических приме-
нений.
Мы начнем с рассказа о прогнозах роста производства
энергии в мире в предстоящие десятилетия (до 2100 года), так
как именно этот рост приводит к необходимости поиска и
развития новых источников энергии. Далее мы расскажем о
том, каким должен быть лазер, работающий в условиях тер-
моядерного реактора (в научной литературе такой лазер назы-
вают драйвером). Затем мы опишем схемы проектируемых
термоядерных реакторов. В основе таких проектов лежат ори-
гинальные и весьма смелые идеи, поэтому каждый тип термо-
ядерной энергетической установки на основе ЛТС имеет уни-
кальные черты. Наконец, в последнем разделе мы расскажем
о проектах использования ЛТС в космических ракетных дви-
жителях.
ЭНЕРГЕТИКА:
ПРОГНОЗЫ НА Х(1 СТОЛЕТИЕ
При знакомстве со статистическими данными по производ-
ству энергии в мире прежде всего бросается в глаза неравно-
мерность ее потребления. И дело здесь не в климатических
136
условиях, а в уровне производительности труда и в конечном
итоге в уровне жизни. Как правило, величина удельного по-
требления энергии на душу населения в стране отражает
уровень жизни — чем выше удельное потребление энергии, тем
выше уровень жизни в стране. Так, в США удельная мощность
на одного человека превышает 10 кВт, в промышленно раз-
витых странах мира составляет от 3 до 7 кВт (в СССР —
около 6 кВт). На Земле сейчас проживают 5 млрд, человек,
и средняя потребляемая на душу населения мощность (сюда
входят все виды потребляемой человеком за единицу времени
энергии — затраты на отопление, освещение, промышленное
производство, транспорт, сельское хозяйство и т. д.) составля-
ет чуть более 2 кВт. Примерно 75% населения Земли по-
требляют 0,5 кВт мощности, а 400 млн. человек (т. е. прибли-
зительно 8%) расходуют энергию 100 Вт на одного человека.
Этот уровень соответствует потреблению энергии первобытного
человека. Трудно представить, как обогреться, не испытывать
голода и лишений, произвести необходимые для жизни вещи
при таком низком энергопотреблении! Поэтому с ростом насе-
ления Земли и научно-техническим развитием стран происхо-
дит неуклонный рост потребности в энергии.
Прогнозы роста населения данных стран и человечества в
целом являются очень важной задачей, стоящей перед учены-
ми, так как -на основе этих прогнозов должна разрабатывать-
ся стратегия развития производства энергии, промышленных
и сельскохозяйственных продуктов, транспорта, здравоохране-
ния и т. д. В настоящее время такие прогнозы вырабатывают
высококвалифицированные эксперты на основе анализа дан-
ных предшествующих лет, изучения существующих тенденций,
научных гипотез. Демографический прогноз ООН предсказы-
вает быстрый рост численности населения земного шара в
ближайшие 60—70 лет и затем к 2100 году стабилизацию
на уровне около 12 млрд, человек. Предположение о стабили-
зации численности населения согласуется с мировым опытом
стран, достигших высокого по современным понятиям уровня
экономического, технического и социального развития. Данные
этого прогноза мы приведем ниже в табл. I23.
В долгосрочных прогнозах энергопотребления также пред-
полагают, что удельная мощность на одного человека к
2100 году выйдет на некоторый постоянный уровень. Этот
уровень должен быть достаточно высоким, чтобы он мог
удовлетворить разумные потребности цивилизованного чело-
века. Так, за последние 50 лет затраты энергии на произ-
водство условной единицы сельскохозяйственной продукции
в развитых странах возросли в 100 раз (при этом урожай-
ность зерновых возросла за этот период только в 3 раза!).
23 Данные, приведенные в табл. 1—2, взяты из [3].
137
Считается, что развивающиеся страны при решении продоволь-
ственной проблемы также должны будут пойти по пути
увеличения энергозатрат на механизацию обработки почвы,
создание химических удобрений и гербицидов, мелиорацию
и водоснабжение. Обсуждаются два возможных уровня ста-
билизации удельного энергопотребления— 10 кВт (наивыс-
ший современный уровень) и 20 кВт на человека. Стабилиза*
ция на уровне 10 кВт в принципе возможна, так как сейчас
КПД производства и использования энергии в среднем зна-
чительно ниже экономически оптимального и технически до-
стижимого. Опыт последнего десятилетия показывает, что
развитие производства в значительной мере пошло по пути
создания ресурсосберегающих технологий. Второй вариант
стабилизации учитывает возрастающие потребности в энер-
гии для использования материалов из обедненных по со-
временным понятиям руд, утилизация отходов, опреснение
воды, сохранение экологической среды. Можно с доста-
точной надежностью утверждать, что уровень стабилизации
будет находиться в диапазоне от 10 до 20 кВт тепловой
мощности.
При таком прогнозировании различают три фазы: ближ-
нюю, среднюю и отдаленную. Ближняя фаза охватывает 20—
30 лет, ее условная граница — 2010 год. Средняя фаза со-
ответствует выходу энергопотребления на стабильный уровень
(примерно до 2100 года), отдаленная фаза — после 2100 года.
В течение ближайшей фазы будут использоваться в основном
существующие технологии производства энергии. В начале
второй фазы должна произойти экономическая демонстрация
возможностей новых технологий (ядерных, термоядерных,
солнечной и др.), которые претендуют на существенный вклад
в энергетику следующего столетия.
Прежде чем привести таблицу, содержащую данные про-
гнозов, условимся о выборе удобной единицы измерения энерго-
затрат. В научной литературе такой единицей является Q.
1Q = Ю21 Дж = 0,25 • 1018 ккал = 2,9 • 1014 кВт (тепл.) • ч =
= 3,35 • 107 МВт (тепл.) • год = 3,3 • Ю10 тут. (тонн услов-
ного топлива). В 1975 году годовое потребление энергии в мире
составляло 0,25Q, а спустя 10 лет оно выросло до уровня
0,45Q.
В приведенной табл. 1 с третьей по пятую строках
даются два варианта оценок, соответствующих стабилиза-
ции удельного энергопотребления на уровне 10 кВт теп-
ловой мощности (верхняя строка) и 20 кВт тепловой
мощности (нижняя строка). В суммарных значениях по-
требления энергии не учтено потребление до 1975 года.
По оценкам оно составило около 7,5Q за всю историю
цивилизации до 1975 года.
Какова структура современного потребления энергии? При-
138
Таблица 1
Прогноз роста мировой потребности в энергии
Показатели Годы
1975 2000 2020 2050 2100
Численность населения, млрд. 3,94 6,4 8,8 11,0 12,3
Энергетическая (тепл.) мощ- 2,1 4,0 5,8 8,3 9,6
ность на душу населения, кВт 2,1 4,3 6,9 11,7 17,6
Годовое потребление энер- 0,25 0.76 1,5 2,6 3,5
гии, Q/год 0,25 0,82 1,8 3,9 6,4
Суммарное потребление энер- 0,25 11.7 34,2 97,9 257,1
гии к данному году, Q 0,25 12,1 37,5 122,3 388,6
ближенные расчеты показывают, что 15% всей энергии рас-
ходуется на производство электричества, 25% — на отопление,
35%—для нужд промышленности и сельского хозяйства,
25% расходуется на транспорт. По состоянию дел на 1975 год
из всей производимой энергии 19% давал природный газ,
31% — твердоетопливо.43%— жидкое топливо, 5% — атомные
станции и остальное — гидроэнергия и некоторые другие источ-
ники. Через 10 лет (то есть в 1985 году) вклад атомной
энергетики возрос до 12%, а доля жидкого топлива упала
до 36%.
Перспективы использования того или иного источника
энергии в следующем столетии определяются его запасами,
доступностью и стоимостью его утилизации. Дадим характе-
ристику запасов различных видов энергии. В табл. 2 приве-
дены данные, подготовленные комиссией экспертов X Мировой
энергетической конференции (без учета данных по Советскому
Союзу). Рассматриваются три группы источников энергии:
органическое топливо (уголь, газ, нефть), возобновляемые
источники энергии (солнечная энергия, энергия рек, геотер-
мальные источники, тепло океанов), ядерная энергетика
(реакторы на тепловых нейтронах, реакторы — наработчики
ядерного горючего, или, как их еще называют, бридеры, и
термоядерные реакторы).
Дадим комментарий к этой таблице. Разведанные запасы
органического топлива доступны для разработки при совре-
менном уровне техники. Часть геологических запасов будет
доступна для разработки в будущем как за счет улучшения
технологии, так и в результате увеличения цен на сырье.
Если обратиться к таблице прогнозов роста мировой энерге-
тики, то мы увидим, ’что между 2020 и 2050 годами запасы
органического топлива будут исчерпаны, если сохранится
139
Г а блица 2(а.б,в)
Запасы различных видов энергии на земле
а
Органическое топливо Разведанные запасы, Q Геологические запасы, Q
1 2 3
У гол ь 17,7 266,5
Нефть 3 20
Газ 2 10
б
Возобновляемые Можно исполь- Полные запасы
источники зовать, Q/год Q/год
Солнечная энергия 2200
Фотосинтез 1,3
Гидроэнергия 0,065
Геотермальная
9iiep гия 0J 5 • 105
Тепло оксанов 0,1 500
Ядерная и термоядерная
энергии
Запасы, Q
в
Уран для реакторов на тепловых ней-
тронах, стоимость до 130 дол./кг
Уран для бридеров:
до 130 дол. за 1 кг
до 295 дол. за 1 кг
Литий в земной коре как источник
трития для термоядерных реакторов
по цене 60 дол./кг
Литий в океане
40
1 000
2 500
1 900
2 750 000
современная структура энергетики (то есть более половины
энергии будет извлекаться за счет сжигания органического
топлива). Следует также иметь в виду, что сжигание органи-
ческих веществ в больших масштабах, будь то уголь, нефть,
дрова или водоросли (для получения энергии на уровне 1Q
в год), является весьма опасным с точки зрения экологии.
В атмосферу будет выбрасываться большое количество угле-
кислого газа, что, по прогнозам ученых, может привести к
парниковому эффекту. Дело в том, что углекислый газ,
находящийся в атмосфере, хорошо пропускает электромагнит-
ное излучение в видимом диапазоне, то есть в том диапазоне
волн, в котором Солнце присылает в основном энергию на
Землю. В то же время, углекислый газ эффективно поглощает
140
излучение в инфракрасном диапазоне длин волн. В этом диа-
пазоне излишек тепла переизлучается земной поверхностью
в космическое пространство. Увеличение процентного содер-
жания углекислого газа в атмосфере приведет к нарушению
существующего баланса между поглощаемой и переизлучае-
мой энергией на земной поверхности и как следствие этого
к увеличению температуры на Земле. К каким природным
и климатическим последствиям может привести такое потеп-
ление, трудно предсказать. Кроме того, в настоящее время
не существует безотходной технологии сжигания органическо-
го топлива. Большое количество сернистого газа, других вред-
ных для человека веществ, а также сажи выбрасывается
в атмосферу. Если при существующей технологии увеличить
добычу энергии за счет органического топлива в 5—10 раз,
то это может привести к сильному загрязнению окружающей
среды (ниже при сравнении различных видов энергетики мы
еще вернемся к этому вопросу).
Потенциальные запасы возобновляемых источников (за ис-
ключением энергии рек) велики, но их общей особенностью
является низкая концентрация, не позволяющая использовать
сколь-нибудь значительные (в масштабе нескольких Q) доли
этих запасов. Так, тепловая энергия слоя океанической воды
толщиной 30 м, расположенного между 20° северной и южной
широты при температуре 20° С равна приблизительно 500Q.
Но чтобы извлечь хотя бы 1Q, необходимо понизить на 1°
температуру в слое толщиной 1 м. Такая задача при со-
временных технических средствах нереализуема (слишком
велик объем воды). Более того, понижение температуры
поверхностного слоя океана в среднем на 1° может иметь
серьезные климатические последствия. Приведенный в табл. 2
запас геотермальной энергии соответствует дополнительному
(по сравнению с поверхностью) теплу, содержащемуся в зем-
ной коре на глубине до 10 км. Однако огромный объем земных
пород, неравномерность распределения геотермальных источ-
ников, наличие в породах растворимых и газообразных ми-
неральных и радиоактивных примесей, опасных для жизни
и неизбежно извлекаемых на поверхность Земли при разра-
ботке таких источников,— все это не позволяет получить
значительное количество (в масштабе 1Q) полезной энергии.
Поэтому в табл. 2 для океанических и геотермальных источ-
ников приведена оценка извлекаемой энергии на уровне 0,1 Q.
Многие возлагают большие надежды на солнечную энерге-
тику. Заманчивыми представляются большие потенциальные
запасы и экологическая чистота такой энергетики. Однако
при более тщательном рассмотрении ситуация оказывается
не столь оптимистичной. Обсуждаются два варианта такой
энергетики — земной и космический. В последнем случае
приемники солнечной энергии будут располагаться на около-
141
земной орбите, а затем накопленная энергия должна будет
передаваться на Землю в виде электромагнитного излучения
в определенном диапазоне частот. В земных условиях солнеч-
ная энергия может быть использована для обогрева жилья
(низкотемпературное тепло) и промышленных нужд (высоко-
температурное тепло).
В настоящее время уже существуют достаточно эффектив-
ные преобразователи солнечной энергии в тепло и электри-
чество. Поэтому не вызывает сомнения сам факт возможности
использования солнечной энергии. Однако будет ли такая
энергетика экономически выгодной? По данным американских
ученых, стоимость обогрева жилого дома с помощью солнеч-
ных батарей оказывается в 5—10 раз выше, чем стоимость
традиционных отопительных систем, причем даже при реше-
нии всех технических проблем перевод на солнечное отопление
значительного количества домов в США может уменьшить
потребность в энергии всего лишь на 2%.
Производство электроэнергии в больших масштабах может
осуществляться двумя способами — с помощью коллекторов
и нагревателей, питающих турбину, а также на основе фото-
электрических преобразователей. Наиболее практичным пред-
ставляется предложение покрыть большую площадь зеркала-
ми, концентрирующими солнечный свет на помещенный в фо-
кусе котел или трубу с теплоносителем. Зеркала должны
быть снабжены управляющим компьютером и устройством,
поворачивающим их вслед за Солнцем. Самые оптимистиче-
ские оценки такого проекта дают за 1 кВт мощности стоимость,
в 5 раз превышающую стоимость производства энергии на со-
временном ядерном реакторе. На широте 45° 1 км2 установки
может дать около 50 МВт электроэнергии. Но чтобы получить
такую среднюю мощность, нужно иметь установку, способную
генерировать 200 МВт, поскольку она будет функционировать
только часть суток. Следовательно, стоимость энергетического
оборудования (котлы, турбины, трубы и т. д.) будет в 3—4 ра-
за выше, чем на обычной тепловой станции. Следует приба-
вить также затраты на хранение энергии в ночное время
и облачные дни. Способы хранения таких видов энергии
являются на сегодняшний день нерешенной на практике за-
дачей.
В средних широтах интенсивность солнечной радиации в
среднем за год составляет 170 Вт/м2. Для сбора энергии
в 1Q необходимо покрыть коллекторами площадь 200 тыс. км2.
Для изготовления солнечных коллекторов площадью 1 км2 тре-
буется по оценкам, порядка 10 тыс. т алюминия, то есть
предполагается, что на 1 дм2 площади расходуется 100 г
металла, или слой толщиной 3 мм. Таким образом, для полу-
чения 1Q энергии потребуется 200 млн. т металла. Заметим,
что разведанные запасы этого металла несколько превышают
142
1 млн. т. Помимо алюминия, для изготовления таких кол-
лекторов потребуются еще и другие материалы, общая масса
которых будет в 10 раз больше массы алюминия. Для про-
изводства 5Q энергии в год потребуется материалов в 5 раз
больше. Предположим, что для получения нужных материа-
лов будет извлекаться руда с процентным содержанием по
весу 0,2%. Тогда полный объем руды составит несколько
триллионов тонн (1 триллион = 1012 т). Если замена оборудо-
вания будет происходить через 20 лет, то потребуется еже-
годное извлечение руды порядка 100 млрд. т. Для сравнения
укажем, что сейчас ежегодно добывается около 6 млрд, т
органического горючего, извлекается 20 млрд, т руды. Су-
щественное увеличение добычи руды (в 5—10 раз) потребует
привлечения значительных материальных и людских ресурсов
и в конечном итоге приведет к значительному подорожанию
технологии получения энергии от солнечной радиации. Сле-
дует также иметь в виду, что резкое увеличение добычи руды
приведет к существенному увеличению загрязнения окружаю-
щей среды либо к увеличению затрат на сохранение эколо-
гически чистой среды. Таким образом, вопреки первона-
чальным ожиданиям солнечная энергетика оказывается ис-
ключительно дорогостоящей и весьма опасной для окружающей
природы.
Ситуация не изменится, если за основу в солнечной энер-
гетике взять фотопреобразователи. В настоящее время стои-
мость фотопреобразователей составляет около 20 тыс. дол.
за 1 кВт, что примерно в 40 раз дороже стоимости оборудо-
вания для производства 1 кВт мощности на ядерных реакто-
рах. Все проблемы, связанные с необходимостью использо-
вания огромных площадей, в этом случает остаются. Точно
так же не решает проблему энергия фотосинтеза. Даже
утилизация всего годового прироста биомассы даст только
энергию в размере 1Q. При этом немыслимо представить
себе процесс сбора и сжигания всей нарастающей за год
биомассы. Более того, этот вид энергетики с точки зрения
экологии имеет те же недостатки, что и сжигание угля, дров
и т. д.
Размещение приемников солнечной радиации в космосе
не меняет существа проблемы. Можно в несколько раз увели-
чить средний поток излучения на 1 м2 поверхности, изба-
виться от влияния облаков и вариаций интенсивности излуче-
ния, обусловленных суточным вращением Земли. Однако
остается необходимость заполнения приемниками радиации
огромных площадей (масштаба сотен тысяч квадратных ки-
лометров). Вывод материалов на околоземную орбиту потре-
бует почти 100-кратного увеличения затрачиваемой массы
вещества. Возникнут проблемы КПД преобразования, транс-
портировки энергии и ее приема на поверхности Земли. Транс-
143
портировка энергии без концентрации бессмысленна, так как
на Земле опять возникнут проблемы покрытия огромных пло-
щадей приемниками. При концентрации энергии более чем
в 1000 раз возникнут трудности, связанные с возможностью
перегрева и разрушения приемников, обеспечением безопас-
ности в зоне, прилегающей к приемникам излучения. Воз-
можно, ситуация улучшится, когда подготовку и вывод ма-
териалов на орбиту можно будет осуществлять с постоянных
баз на Луне. Но из перечня этих вопросов видно, что если
они и станут актуальными, то не ранее середины следую-
щего столетия.
В 1976 году известный физик Г. Бете, лауреат Нобелев-
ской премии 1967 года за открытие ядерных реакций, яв-
ляющихся источником энергии в звездах, в статье «Необхо-
димость ядерной энергетики» писал: «С полной определен-
ностью можно сказать, что в следующие 10 лет (сейчас уже
ясно, что в ближайшие 10—20 лет) США не могут ожидать
существенного вклада ни от одного из предложенных альтер-
нативных источников (имеются в виду возобновляемые источ-
ники). По этим причинам я верю, что ядерное деление яв-
ляется единственным, главным источником энергии неоргани-
ческого происхождения, на который США могут рассчитывать
до конца этого столетия и на некоторое время после начала
следующего». В статье Г. Бете анализируется энергетическая
ситуация в США; но его рассуждения и выводы имеют общий
характер. В частности, в нашей стране основные запасы орга-
нического топлива (в первую очередь нефти и газа) сосредо-
точены в слабоосвоенных районах Сибири и Дальнего Восто-
ка. Их разработка и транспортировка требуют значительных
капитальных затрат. Следует также помнить, что нефть, газ
и уголь являются ценным органическим сырьем для произ-
водства полимерных материалов. Сжигание этого сырья
в печках вряд ли можно считать оптимальным его исполь-
зованием.
ПЕРСПЕКТИВЫ ЯДЕРНОЙ ЭНЕРГЕТИКИ
Как видно из табл. 2, реакторы деления на тепловых
нейтронах, использующие лишь малую примесь — уран-235,
содержащийся в природном уране (всего 0,7%), увеличивают
энергоресурсы мира всего на 10—15% по сравнению с орга-
ническим топливом. Только переход на технологию реакторов-
размножителей (или бридеров) позволяет решить проблему,
то есть развивать крупномасштабную энергетику (порядка
Q в год) в течение нескольких сотен лет и более. Освоение
термоядерной энергетики открывает еще более широкую пер-
спективу. В пользу бридеров свидетельствует тот факт, что
144
они уже созданы, а термоядерные реакторы находятся в ста-
дии научных исследований и предположительно появятся
в начале следующего столетия (это относится в равной мере
к термоядерным реакторам на основе магнитного удержания
и ЛТС). Однако, рассуждая о долгосрочной стратегии в раз-
витии глобальной энергетики, мы должны учесть (по крайней
мере, сформулировать) все известные на сегодня факторы,
определяющие выбор того или иного направления. Нам пред-
ставляется целесообразным проводить обсуждение на основе
следующих пяти критериев: 1) стоимость энергетики; 2) ее
долгосрочность; 3) возможность удовлетворения на ее основе
разнообразных нужд общества (промышленность, отопление,
транспорт и т. д.); 4) снижение вредного воздействия на
окружающую среду (экологическая чистота энергетики);
5) повышение безопасности станций в обычных и экстремаль-
ных условиях.
Стоимость энергетики определяется эффективностью про-
изводства энергии, капитальными затратами на оборудование,
добычу, транспортировку и обработку топлива. Разнообраз-
ные нужды общества требуют производства полезной энергии
различных видов — электричества, тепла, энергии для дви-
жущихся установок, производства новых материалов (изото-
пов, искусственно созданных химических соединений, ядерного
топлива) и т. д. Снижение нежелательного экологического
воздействия на окружающую среду при длительной работе
энергетической системы имеет в виду уменьшение отходов
производства и выбросов в атмосферу, утилизацию (или) кон-
сервацию остатков, уменьшение климатических последствий
и т. д. Наконец, последний фактор связан со всегда
имеющейся вероятностью аварий в процессе эксплуатации
станций либо в случае конфликтов, например при разру-
шении станции обычным или ядерным оружием. Дадим
качественное сравнение по этим пяти факторам таких ви-
дов энергетики, как химическая (на основе сжигания ор-
ганического топлива), ядерная (на основе реакций деления)
и термоядерная.
Электростанции на органическом топливе наиболее раз-
работаны, и их стоимость наименьшая. Однако увеличить
их КПД крайне сложно, так как температура горения такого
топлива невелика (а мы знаем, что в конечном итоге макси-
мально достижимый КПД всякой тепловой машины, согласно
закону Карно, равен (Гн — Гх)/^н, где Гн — температура
нагревателя; Гх — температура холодильника). Увеличение
мощности единичных установок способствует снижению стои-
мости производства энергии, однако ведущиеся в последние
годы работы по применению новых принципов преобразования
энергии (МГД-установки и др.) пока не позволяют судить
о перспективах этого направления в больших масштабах.
145
Имеется долгосрочная тенденция к увеличению стоимости
органического топлива и перехода на менее калорийные и
более золообразующие его виды. При этом, конечно, возмож-
ны некоторые колебания в ценах на органическое сырье, как,
например, падение цен на нефть, которое произошло в сере-
дине 80-х годов. Такое снижение цен явилось результатом
широкого внедрения энергосберегающих технологий в разви-
тых странах мира. Тем не менее в перспективе следует
учитывать растущие потребности и истощение легкодоступных
залежей природных ископаемых, что в конечном счете при-
водит к росту стоимости сырья и этого вида энергетики
в целом.
Экологическое воздействие энергетики на органическом
топливе уже сейчас оценивается весьма отрицательно. Мы
уже упоминали ранее, что при уровне производства энер-
гии порядка 1Q в год это воздействие может стать угро-
жающим для окружающей среды. Приведем здесь некоторые
оценки.
Предположим, что в 2020 году 1Q энергии будет произво-
диться за счет сжигания угля. Для этого потребуется уголь
в количестве, равном приблизительно 30 млрд, т в год. При этом
в атмосферу будет выбрасываться 120 млрд, т углекислого
газа и сжигаться 90 млрд, т кислорода. Для сравнения за-
метим, что на Земле в результате фотосинтеза усваивается
200 млрд, т углекислого газа и выделяется 145 млрд, т
свободного кислорода. Таким образом, практически весь про-
дуцируемый растениями кислород будет сгорать в топках.
Убыль кислорода и «перепроизводство» углекислого газа
в значительной степени компенсируются воздушными потоками
в атмосфере.
При умеренном темпе роста производства энергии (на 2%
в год), но без снижения темпов роста использования угля
к 2100 году прогнозируется увеличение средней темпера-
туры на 2,5° в результате влияния парникового эффек-
та, что может вызвать нежелательные климатические из-
менения.
Таким образом, по соображениям ограниченности запасов,
роста стоимости и вредному экологическому воздействию на
окружающую среду и человека химическая энергетика не мо-
жет быть долгосрочной.
Что касается фактора безопасности, то по этому вопросу
можно сказать следующее: как мы уже говорили ранее,
химическая энергетика приводит к существенному загрязне-
нию окружающей среды, а следовательно, не безопасна и
для здоровья человека. В случае аварий, диверсий или воен-
ных действий разрушение ТЭЦ и других энергетических сис-
тем приводит к пожарам, выбросу в атмосферу множества
вредных веществ и т. д. Однако в отличие от атомной
146
энергетики вредные последствия таких инцидентов в основном
могут быть сравнительно быстро устранены.
Сильной стороной существующей энергетики является воз-
можность удовлетворения различных нужд общества, прежде
всего обеспечение энергией транспорных средств — автомоби-
лей, самолетов, пароходов, поездов. Сейчас трудно предста-
вить, как эта задача может быть решена с применением
других видов энергетики.
Обратимся теперь к ядерной энергетике. Капитальные
затраты на ядерный реактор выше, чем на обычную электри-
ческую станцию одинаковой мощности, зато стоимость топлив-
ной составляющей ниже. Действительно, 1 г разделившегося
урана эквивалентен 3 т сгоревшего угля. Сейчас разрабаты-
ваются руды, содержащие 10~3 г урана и более. Если в реак-
торах на тепловых нейтронах использовать только 1% при-
родного урана, то и в этом случае для получения той же
энергии требуется переработать массу, в десятки раз мень-
шую, чем при использовании каменного угля. Учтите теперь
расходы на горнодобывающие работы, транспортировку, пред-
варительную обработку и охрану окружающей среды. В ре-
зультате даже несмотря на то, что предварительная обработ-
ка уранового топлива (обогащение урана и изготовление
тепловыделяющих элементов — твэлов) стоит сравнительно до-
рого, расходы на топливо составляют лишь малую часть
стоимости энергии, производимой на АЭС. Так, для легковод-
ных реакторов эти расходы равны приблизительно 20% от
общих затрат на производство электроэнергии. Повышение
цен на уран не сильно влияет на изменение стоимости про-
изводимой на АЭС электроэнергии, в то время как на обыч-
ных тепловых станциях она практически отслеживает изме-
нение цен на топливо. Конечно, ужесточение требований,
связанных с повышением безопасности атомных станций,
приведет к увеличению расходов (а с ростом числа АЭС эти
требования будут усиливаться). Тем не менее можно ожидать,
что стоимость ядерной энергетики не будет значительно
превосходить стоимость химической энергетики. Отметим,
что предшествующие годы показали достаточно интенсивный
рост АЭС во всем мире. Так, в 1960 году во всем ми-
ре было 20 АЭС общей мощностью около 1 млн. кВт,
в 1975 году уже насчитывалось 130 АЭС мощностью 80 млн. кВт
(то есть 5—6% от всей производимой мощности в мире),
а в конце 1984 года — 345 АЭС общей мощностью 220 млн. кВт
и сооружалось еще 180 АЭС общей мощностью 160 млн.
кВт.
Как мы уже выяснили ранее, использование только реак-
торов на тепловых нейтронах не даст долгосрочного решения
энергетической проблемы. Необходимы реакторы — наработ-
чики ядерного горючего. Однако существует проблема, свя-
147
занная с тем, что современные реакторы на быстрых нейтро-
нах — бридеры не в состоянии обеспечить необходимые темпы
наработки ядерного горючего. Требуется существенное усо-
вершенствование технических характеристик бридеров,, чтобы
обеспечить значительное уменьшение времени удвоения в про-
изводстве топлива.
Экологическое влияние ядерной энергетики большинство
специалистов оценивают как минимальное. Так, с углем,
добываемым для тепловых электростанций, извлекается из
Земли и рассеивается с дымом и золой больше урана, чем
его требуется для работы АЭС равной мощности. Далее,
плбщадь, необходимая для хранения урана, примерно в
50 000 раз меньше, чем та, что требуется для эквивалентного
по содержанию химического топлива. В нормальных условиях
опасность радиоактивного облучения вблизи АЭС практически
равна нулю, поскольку радиоактивные элементы циркулируют
на станции по замкнутым циклам, окруженным мощной био-
логической защитой и сложной системой радиоактивного
контроля. В промышленно развитых районах за счет косми-
ческих лучей, естественной радиоактивности поверхности зем-
ли, оборудования и сырья каждый житель получает в среднем
за год около 100 млрем радиации плюс еще приблизительно
50 млрем при медицинской диагностике. По существующим
требованиям радиоактивность, наводимая АЭС, не должна
превышать 5 рем в год. В будущем при огромных масштабах
ядерной энергетики и перерабатывающей ядерное горючее
промышленности критерии на предельно допустимую радио-
активность, по-видимому, возрастут.
Более сложная ситуация возникает в случае конфликтов
или аварий, приводящих к разрушению и выбросу радио-
активных отходов на АЭС. События в Чернобыле (авария,
которая произошла 26 апреля 1986 года на четвертом блоке
АЭС) привлекли самое серьезное внимание мировой обще-
ственности к этим вопросам. Реактор, имеющий электрическую
мощность 1000 МВт (тепловую соответственно — 3000 МВт),
за год работы производит 1б17 Дж энергии за счет реакций
деления, что эквивалентно взрыву ядерной бомбы 25 Мгт.
При этом под действием нейтронов делится и переходит
в радиоактивные осколки около 2,5 т урана. Суммарная ак-
тивность (активность измеряется числом распадов радиоак-
тивных материалов в 1 с, единицей измерения активности
является 1 Кюри = 3,7 • Ю10 распадов в 1 с) делящихся
материалов реактора к концу годичного срока работы ока-
зывается меньше, чем активность материалов ядерного заряда
эквивалентной энергии, так как за год работы распадаются
короткоживущие изотопы осколков деления. Полная актив-
ность реактора составляет 109—1О10 Кюри. К числу коротко-
живущих изотопов относятся стронций-89 (период полурас-
148
пада 51 день), иттрий-90, 91 (2,5 и 59 дней), йод-131 (8 дней).
Среди долгоживущих радиоактивных изотопов следует на-
звать в первую очередь криптон-85 (10,6 лет), стронций-90
(28 лет), цезий-137 (30 лет). За счет относительно большого
числа долгоживущих изотопов уровень радиоактивности при
разрушении АЭС уменьшается со временем медленнее, чем
в случае ядерного взрыва. При сравнении последствий от раз-
рушения АЭС и ядерного взрыва следует также учитывать
массу и площадь распространения радиоактивных остатков.
При ядерном взрыве огромные массы зараженного радиоак-
тивными элементами грунта (миллионы тонн при наземном
взрыве термоядерной бомбы!) поднимаются на большую вы-
соту, а затем разносятся потоками воздуха на большие
расстояния. В результате зона радиоактивного поражения
в направлении ветров протянется на сотни километров. АЭС
мощностью 1 ГВт содержит в себе несколько тонн радио-
активных элементов. По массе это в сотни раз больше массы
ядерного заряда, однако маловероятно, чтобы в результате
аварии или обыкновенного взрыва (например, диверсии)
значительная часть радиоактивных элементов на АЭС вырва-
лась наружу. В основном в случае сильных повреждений
защиты в атмосферу могут быть выброшены радиоактивные
элементы в виде газа и мелких частиц. При мощном взрыве
вблизи станции могут быть разбросаны сильно радиоактив-
ные куски твэлов и конструкционных материалов с наведенной
радиоактивностью. В результате площадь, прилегающая к
станции, окажется сильно заражена радиоактивными элемен-
тами, в то время как общая площадь радиоактивного пора-
жения будет существенно меньше, чем при взрыве ядерной
бомбы. Расчеты показывают, что из-за большого числа долго-
живущих радиоактивных элементов через год после аварии
уровень радиоактивности вблизи АЭС будет в десятки раз
выше, чем через год после ядерного взрыва заряда в 1 Мгт.
При ядерном ударе по АЭС уровень радиоактивного зараже-
ния резко возрастает, так кэк сильно радиоактивные долго-
живущие элементы разбрасываются по огромным площадям.
Таким образом, установки с ядерным циклом создают прин-
ципиально новый фактор, связанный с безопасностью. Об-
суждаемые сейчас меры увеличения безопасности реакторов
приведут к удорожанию ядерной энергетики.
Относительно фактора удовлетворения разнообразных
нужд общества ядерная энергетика по сравнению с химиче-
ской имеет свои плюсы и минусы. Она способна удовлетворить
все нужды, связанные со стационарными энергетическими
установками. Наряду с выработкой электроэнергии ядерная
энергетика может быть использована для снабжения потре-
бителей теплом, на крупнотоннажном флоте. Изучается воз-
можность использования ядерной энергетики в металлургии.
149
К плюсам следует отнести возможность создания мощной
изотопной промышленности, способной обеспечить все запро-
сы в радиоактивных элементах. Даже при развитой ядерной
энергетике автомобили, самолеты и малотоннажный флот дли-
тельное время будут ориентированы на химическое топливо.
Если бы термоядерная энергетика уже существовала, то
она по всем критериям могла бы занять ведущее место. Од-
нако она еще не создана, и до ее широкого развития предстоит
решить ряд сложнейших физико-технических и технологиче-
ских задач, преодолеть высокий экономический порог. Учиты-
вая консервативность энергетической индустрии, необходи-
мость большого периода времени для ее развития и переориен-
тации (на основании опыта развития атомной энергетики
этот период можно оценить в 50 лет), следует ожидать,
что все кандидаты на энергетику XXI века должны будут
до начала следующего столетия продемонстрировать свои
возможности.
Ранее мы уже говорили, что в исследованиях по управ-
ляемому термоядерному синтезу существуют два направле-
ния — магнитное удержание и инерционный синтез. В нашей
стране наиболее развитыми системами для получения управ-
ляемой термоядерной реакции являются установки «Токамак»,
где сравнительно малоплотная горячая плазма удерживается
магнитными полями достаточное для протекания эффективной
термоядерной реакции время. Однако если рассматривать
«Токамак» не только как устройство для удержания плазмы
и демонстрации возможности получения положительного энер-
гетического выхода, а как часть термоядерного реактора, то
такие системы имеют ряд недостатков:
1) реакторы-«Токамаки» должны будут работать в им-
пульсном режиме — несколько сот секунд работа, затем де-
сятки секунд пауза. Связано это с тем, что для поддержания
продольного тока в камере требуется переменное внешнее
магнитное поле, которое, очевидно, не может нарастать до
бесконечности. В период паузы будет происходить также
полная замена плазмы в камере. Такой режим работы по-
рождает ряд проблем, связанных с «усталостью» материалов
из-за циклических термических нагрузок. Более того, торои-
дальная геометрия сама по себе порождает неоднородность
тепловых и нейтронных нагрузок. Возникает также проблема
накопления и хранения энергии на периоды пауз в работе
реактора (в принципе обсуждаются возможности избежать
такого режима работы, однако пока не ясно могут ли быть
реализованы эти схемы);
2) практически невозможно использовать большую часть
поверхности камеры для размещения твэлов, а следовательно,
значительная часть энергии термоядерных нейтронов будет
расходоваться без пользы;
150
3) возможные срывы приведут к выбросу плазмы на
стенки камеры, что потребует сложных (в условиях высокой
радиоактивности) восстановительных работ. Тороидальная
геометрия камеры, наличие обмоток и другой аппаратуры
чрезвычайно затрудняют работы, которые придется выполнять
при дистанционной разборке, ремонте и замене узлов реактора
в условиях повышенной радиоактивности;
4) в «Токамаках» для поддержания устойчивого равно-
весия плазмы требуется, чтобы магнитное давление (рм =
= В2/8л) значительно превосходило газовое (рг), параметр
Р = Рг/Рм характеризует количественное соотношение этих
величин. Заметим, что эта же величина характеризует от-
ношение концентрации тепловой энергии к плотности магнит-
ной энергии. Чем больше 0, тем выше термоядерная мощность,
генерируемая в единице объема, тем дешевле магнитная
система реактора (при фиксированной термоядерной темпе-
ратуре плазмы мощность термоядерного энерговыделения про-
порциональна квадрату давления плазмы, а следовательно,
величине 02 • В4). В «Токамаках» величина 0 составляет
всего несколько процентов, то есть эффективность преобразо-
вания электромагнитной энергии в тепловую сравнительно
мала. Открытые в 1986 году новые сверхпроводящие мате-
риалы, работающие при более высоких температурах, в прин-
ципе могут способствовать улучшению характеристик магнит-
ных систем «Токамаков».
Вышеизложенные соображения обосновывают поиск иных
методов инициирования управляемой термоядерной реакции.
Лазерный термоядерный синтез, на наш взгляд, является
наиболее перспективным направлением таких поисков. Конеч-
но, ЛТС имеет свои достоинства и недостатки. Ниже мы
расскажем об исследованиях по созданию термоядерного
реактора на основе ЛТС и тех проблемах, которые суще-
ствуют в этой области.
Рассмотрим перспективы лазерной термоядерной энергети-
ки, ориентируясь на те же критерии, что и в случае химиче-
ской и ядерной энергетики.
По современным оценкам развитие ЛТС потребует боль-
ших затрат. Это прямо связано с низким уровнем физико-
технических и технологических проработок. Однако есть ос-
нования полагать, что в процессе исследований получение
энергии этим путем станет достаточно экономичным. Пере-
числим факторы, которые, по нашему мнению, позволяют рас-
считывать, что в перспективе ЛТС займет достойное место
в энергетике: отдаленность и, следовательно, защищенность
дорогого и сложного устройства для концентрации энер-
гии— лазера от самого реактора; относительно малые раз-
меры и относительная простота реактора; возможность
создания многокамерных систем, обслуживаемых одним
151
лазером; высокотемпературный характер первоначального
выделения энергии; повышенная безопасность; низкая стои-
мость топлива, особенно в случае использования только
дейтериевых реакций или в случае горючего с малым со-
держанием трития.
Прокомментируем некоторые из этих пунктов. Малые раз-
меры реактора на основе ЛТС (по сравнению с современными
ядерными реакторами, бридерами или термоядерными реакто-
рами на основе «Токамаков») обеспечат малые размеры
территорий, капитальных сооружений и периферийных уст-
ройств. Это в конечном итоге благоприятно скажется на
стоимости станции и откроет возможности использования
реактора на основе ЛТС для разнообразных нужд энергетики.
Высокотемпературный характер первичной энергии обуслов-
ливает принципиальную возможность создания преобразова-
теля энергии с высоким КПД. Сейчас обсуждаются высоко-
температурные реакторы с КПД до 60%. Принципиальная
допустимость работы при высоких температурах имеет еще
одно важное следствие — возможность производства свобод-
ного водорода, который будет использоваться в качестве эко-
логически чистого (в результате сгорания образуется вода),
химического горючего для движущихся энергетических уста-
новок. В отличие от бридеров реакторы на основе ЛТС (даже
при использовании делящихся материалов в стенках камеры)
будут работать в глубоко подкритичном режиме, а срыв ра-
бочего режима реактора (незапланированное отключение пи-
тания лазера, непопадание мишени в фокус лазерных лучей
и т. д.) не может привести к каким-либо разрушениям. Эти
обстоятельства позволят существенно упростить контроль и
меры безопасности станции. Использование делящихся ма-
териалов в стенках реакторов (такие реакторы называют
гибридами) позволяет не только увеличить производимую
энергию и нарабатывать горючее для АЭС, но и обеспечить
потребности в радиоактивных изотопах и новых химических
элементах.
Суммарная площадь окон для ввода излучения и мишеней
в камеру составляет всего несколько процентов от общей
поверхности камеры, то есть имеется принципиальная воз-
можность практически всю энергию термоядерных нейтронов
преобразовать в полезные виды энергии.
При лазерном подходе имеется принципиальная возмож-
ность получить чисто дейтериевую, энергетически выгодную
термоядерную реакцию, что открывает новые широкие воз-
можности в решении энергетической проблемы.
Можно ожидать также более высокой степени безопас-
ности как в обычных, так и в экстремальных условиях. Это
связано с тем, что термоядерный реактор нарабатывает ра-
диоактивных элементов значительно меньше, чем обычный
152
ядерный, и как уже говорилось выше, гибридный термоядер-
ный реактор работает в глубоко подкритичном режиме. По ме-
ре возрастания массы плутония в бланкете (то есть в стенках
реактора) частоту импульсов в реакторе можно снижать, что
позволяет легко управлять работой реактора. Если го-
ворить о «чистом» термоядерном реакторе, то там этот воп-
рос вовсе не стоит. Кроме того, малые размеры реактора по-
зволяют расположить его под землей и создать наружный
мощный слой бетонной защиты.
Таким образом, по отношению к лазерной термоядерной
энергетике ситуация представляется благоприятной для осу-
ществления перехода к решению инженерно,-технических и
технологических задач по созданию демонстрационного реак-
тора, а затем и энергетических промышленных установок.
сколько стоит
ПРОИЗВОДСТВО ЭНЕРГИИ!
Действительно, сколько будет стоить оборудование энер-
гетических установок, топливной и перерабатывающей отходы
промышленности в том случае, если производство энергии
выйдет на уровень 2Q в год? По данным табл. 1, этот уро-
вень будет достигнут вскоре после 2020 года. Ясно, что к
этому сроку сохранятся еще различные виды энергетики
(ведь энергетика является одной из наиболее инерционных
отраслей хозяйства). Предположим, что стоимость оборудо-
вания, производящего мощность в виде электричества, в со-
временных ценах будет близка к 1000 дол. за 1 кВт. Стои-
мость производства всей (тепловой) энергии по оценкам
будет вдвое дешевле и составит 500 дол. за 1 кВт (тепловых).
Итак, для производства 2Q энергии в год, равных
6,7 • Ю10 кВт • год, мы приходим к оценке стоимости энергии
500 • 6,7 • 1О10 = 3,35 • 1013 дол., или 33,5 тыс. млрд. дол(!)
Сама по себе эта сумма грандиозна. Однако человечество
в состоянии освоить ее в условиях мира и сотрудничества
(вспомним, что на программу «стратегической оборонной
инициативы» современное руководство США готово истратить
1—2 трлн, дол., то есть сумму всего лишь на порядок мень-
шую, чем требуется для решения глобальной энергетической
проблемы. Не лучше ли затратить силы, знания и ресурсы
на решение этой благородной задачи!).
Представляет интерес еще одно обстоятельство. Допустим,
что имеется несколько возможных путей создания такой
энергетики. При этом один из них оказывается дешевле
на 20%. Экономия 20% средств (при реализации более
дешевого направления) от огромных затрат на новую энерге-
тику составит 670 млрд. дол. Эти средства в сотни раз пре-
153
вытают те затраты, которые по современным представлениям
требуются, чтобы развить до технически и коммерчески прием-
лемого уровня термоядерные способы производства энергии.
Таким образом, если лазерный термоядерный синтез (или дру-
гой перспективный способ производства энергии) потенциаль-
но может производить более дешевую энергию, сейчас
оправдано вложение в него средств, ускорение исследо-
ваний, проверка его возможностей в широком, близком
к промышленному масштабе. Это соображение дополни-
тельно стимулирует рассмотрение проектов лазерных тер-
моядерных реакторов уже на сегодняшнем уровне развития
ЛТС.
КАКИМ ДОЛЖЕН БЫТЬ ЛАЗЕР
В РЕАКТОРЕ!
Центром лазерной термоядерной электростанции является
лазерная система для инициирования термоядерных микро-
взрывов — драйвер. Каким характеристикам должен удовлет-
ворять драйвер, чтобы он мог работать в условиях термо-
ядерного реактора? На основе предварительных теоретических
и экспериментальных исследований удалось сформулировать
требования к такому драйверу и определить, как его харак-
теристики влияют на стоимость производимой энергии. Проб-
лема заключается в том, чтобы воплотить эти характеристи-
ки в реальной установке. Ниже представлены эти характе-
ристики:
I. Энергия импульса
2. Длительность импульса
3. Временная форма импульса
4. Частота повторения импуль-
сов
5. Эффективность (КПД) ла-
зера
6. Эффективное взаимодействие
излучения с мишенью
7. Фокусируемость
8. Ресурс работы
9. Стоимость
3—5 МДж
10—20 нс
Сложная, с нарастанием
мощности к концу импульса
1 — 10 Гц
5-Ю%
В пятно с радиусом 1 см
на расстоянии 30—50 м
108—109 импульсов
Около 500 млн. дол.
(т. е. 100 дол/Дж)
Обсудим эти данные и попытаемся понять, откуда полу-
чаются такие параметры и насколько реально их воплощение
в действующем лазере. В предшествующих главах мы уже
154
говорили, что для получения больших коэффициентов усиле-
ния по энергии в мишени необходимо, чтобы вложенная
энергия лазера превосходила 1 МДж. Из расчетов следует,
что при энергиях в импульсе 3—5 МДж можно ожидать, что
термоядерная энергия в 100—200 раз превысит лазерную.
В первой главе мы уже описали замкнутый энергетический
цикл лазерной термоядерной электростанции. При таком ко-
эффициенте усиления и КПД лазера 5—10% значительная
доля термоядерной энергии может быть преобразована в элек-
тричество для потребителя. Можно ли создать лазер с энер-
гией 3—5 МДж (то есть несколько миллионов джоулей) и
длительностью импульса порядка 10 нс? В этом случае мощ-
ность лазерного импульса будет достигать 5 • 1014 Вт.
В предыдущей главе говорилось, что уже построены ла-
зерные системы с энергией в импульсе всего в несколько
десятков раз меньшей, чем требуется для драйвера. Нет
принципиальных трудностей, которые не позволили бы сделать
следующий шаг и перейти к мегаджоульным системам. Имеет-
ся ряд проектов таких лазеров. Это, безусловно, будут много-
модульные сложные и дорогие системы. Для реализации
таких проектов потребуется решить ряд технических и тех-
нологических вопросов, возможно, создать новую отрасль
промышленности, однако проблема представляется вполне
разрешимой.
Длительность импульса определяется временем сжатия
мишени. При радиусе оболочки 3 мм (см. третью главу)
и средней скорости полета 200 км/с сжатие будет про-
должаться 15 нс. Техника генерации и усиления импуль-
сов такой длительности хорошо освоена для большинства
типов лазеров.
Выгодность создания нарастающих по мощности к концу
импульсов обсуждалась в третьей главе. В этом случае
можно получить большие сжатия горючего и как следствие
большие коэффициенты усиления. Для реализации таких
импульсов предложен ряд схем. Современная техника позво-
ляет, например, разделить импульс на части, усилить каждую
до необходимого уровня, а затем свести их в нужной
последовательности на мишень. Осуществить это можно
с помощью оптических задержек — систем зеркал, вынуж-
дающих более поздние части импульса проходить больший
оптический путь.
Выбор частоты повторения выстрелов 1 —10 Гц диктуется
техническими и экономическими требованиями. Для того что-
бы после каждого выстрела камера успевала очищаться от
паров и, возможно, малых капель, требуется 0,1 — 1 с (в за-
висимости от размеров камеры и капелек, а также допол-
нительных средств, которые могут быть использованы для
этой цели). С другой стороны, экономически выгодными при
155
современном уровне развития являются энергетические стан-
ции мощностью порядка 1 ГВт, то есть 109 Вт, что при
заданных значениях энергии, выделяющейся в микровзрывах,
и возможного усиления в бланкете определяет частоту по-
вторения выстрелов. В частности, возможен вариант обслу-
живания одной лазерной системой нескольких камер. Это по-
зволит снизить требования на скорость очистки станции.
Осуществление режима работы лазера с частотой повторения
более 1 Гц является сложной задачей. Трудность заключается
в том, что в процессе генерации лазерного импульса значи-
тельная часть энергии рассеивается в активной среде. Накоп-
ление этой энергии в результате действия ряда механизмов
в конце концов ухудшает свойства активной среды. Возможны
два способа предотвращения нежелательного эффекта — пе-
риодическая (или непрерывная) замена активной среды либо
отвод избыточного тепла из зоны генерации. Оба способа
технически осуществимы и обсуждаются в связи с проектами
лазерных систем для термоядерных реакторов. В газовых
лазерах активная среда может заменяться посредством про-
дувки газа. При характерных для таких установок размерах
сечения активной зоны порядка 1 м скорость продувки не-
велика (~1 м/с) и технически легко осуществима. В лазерах
с твердой активной средой необходимо быстро отводить тепло
из активной зоны. Так, в стеклянных лазерах (Nd-лазере)
предполагается / усилители сделать в виде тонких широких
пластин, а охлаждающий газ пропускать в промежутках
между пластинами.
Достижение КПД лазера на уровне 5—10% необходимо
для замыкания энергетического цикла, а также по экономи-
ческим соображениям. Можно ли достичь такого КПД в мощ-
ном лазере? У газовых лазеров, таких, как KrF- и СОг-лазеры,
кинетика накачки и излучения активной среды дают прин-
ципиальную возможность получить высокий КПД. Более того,
в третьей главе мы уже рассказывали, что в современных
мощных газовых лазерах КПД на уровне 10% уже получен.
В последние годы возникли предложения (в настоящее время
они интенсивно прорабатываются) о возможности достижения
высокого КПД и в лазерах на неодимовом стекле. В предыду-
щей главе мы кратко описали пути осуществления этой за-
дачи — согласование параметров излучения накачки со свой-
ствами активной среды, разработка более эффективных актив-
ных сред, снижение потерь излучения ламп-накачек, другие
виды накачки, например с помощью полупроводниковых диод-
ных лазеров и т. д. По крайней мере пока еще рано исклю-
чать стеклянные неодимовые лазеры из списка претендентов
на драйвер в реактрре.
Под требованием эффективности взаимодействия лазерно-
го излучения с мишенью подразумевается следующее: высо-
156
кий коэффициент поглощения излучения, возможность одно-
родного нагрева поверхности мишени, малый преднагрев ми-
шени надтепловыми электронами и т. д. (подробнее см.
в главе 3). По современным представлениям выполнение
этих требований легче обеспечить в случае лазерного излу-
чения с длиной волны менее 1 мкм. С этой точки зрения
Nd-лазер имеет преимущество по сравнению с СОг-лазером
(у него длина волны в 10 раз меньше). Кроме того, для
случая Nd-лазера имеется возможность эффективно преобра-
зовывать лазерное излучение (вплоть до 60—80% всей энер-
гии) в излучение на второй (Х2(1) = 0,5 мкм), третьей (Х3(„ =
= 0,35 мкм) и более высоких гармониках. Что касается воз-
можности обеспечить однородный нагрев мишени, то с умень-
шением длины волны ситуация несколько ухудшается. За счет
равномерного облучения мишени большим количеством пучков
(не менее 20), по-видимому, имеется возможность обеспечить
однородный нагрев.
Проблема фокусировки излучения на мишень в условиях
реактора является одной из важных и сложных задач при
разработке драйвера. Расстояние в несколько десятков метров
от мишени до фокусирующей системы необходимо, чтобы
предохранить ее в течение длительного периода от разру-
шающего воздействия продуктов микровзрывов. Размер пятна
фокусировки определяется размерами мишени. При указан-
ных параметрах требуется расходимость лазерных пучков на
уровне 10-4. Такая величина достигнута у многих современ-
ных лазеров, так что нет сомнений в том, что доставка из-
лучения на мишень в условиях реактора будет обеспечена.
Для прямого равномерного облучения мишени потребуется
не менее 20 световых пучков, поэтому при диаметрах конеч-
ных фокусирующих элементов на уровне нескольких метров
суммарная их площадь составит порядка 100 м2 плюс устрой-
ства коррекции этих элементов. Таким образом, фокусирую-
щая система представляется весьма внушительным сооруже-
нием. В качестве конечного фокусирующего элемента целе-
сообразно использовать зеркала, а не линзы в связи с их
большей прочностью и более простой технологией изготовле-
ния. По-видимому, потребуется создание мозаичных охлаж-
даемых зеркал с сервоприводами и датчиками смещения,
управляемыми компьютером.
Продолжительность работы лазерной системы без замены
и капитального ремонта должна быть достаточно большой —
не менее 3—5 лет. Действительно, если стоимость драйвера
составляет 20—40% стоимости всей станции, а срок эксплуа-
тации станции должен быть не менее 50 лет, то ясно, что
расходы на создание и эксплуатацию лазерной системы долж-
ны быть соизмеримы с расходами на остальные узлы станции.
В году около 3 • 107 с, то есть за 3—5 лет как раз набирается
157
108—109 импульсов (при частоте 1 —10 Гц). Можно ли
создать столь надежный драйвер? В настоящее время та-
ких лазеров не существует. Только конкретные разработки
мощных лазерных систем могут дать ответ на поставленный
вопрос.
Стоимость лазера — экономическое требование. Простой
расчет показывает, что лазер с энергией в импульсе 3 МДж
при коэффициенте усиления в термоядерной мишени 200,
частоте повторения микровзрывов 3 Гц и КПД преобразова-
ния термоядерной энергии в электрическую 40% будет про-
изводить 9 • 200 • 0,4 • 106 — 0,7 • 106 кВт электроэнергии.
В результате при стоимости лазера 500 млн. дол. капиталь-
ные затраты на производство 1 кВт электричества составят
около 700 дол/кВт. В нашем экономическом анализе в пред-
шествующих разделах этой главы было показано, что стои-
мость энергетики в XXI веке будет определяться величиной
затрат масштаба 1000 дол. за 1 кВт мощности. Отсюда
видно, что дальнейшее повышение стоимости лазерной системы
без увеличения частоты повторения или коэффициента уси-
ления микровзрывов экономически недопустимо. А сколько
стоят современные мощные лазеры? До сих пор их удельная
стоимость была значительно выше. Так, по американским дан-
ным, установка «Nova» обошлась им в 200 млн. дол., то есть
ее удельная стоимость равняется приблизительно 2000 дол/Дж
(напомним, что энергия в импульсе на «Nova» ~ 100 кДж).
Если предположить, что удельная1 стоимость сохраняется, то
для строительства установки с энергией 3 МДж потребова-
лось бы 6 млрд. дол. Это сделало бы лазерную термоядерную
станцию неконкурентоспособной. Однако такая экстраполяция
не верна. Опыт развития мощных лазерных систем показы-
вает, что с переходом к более высоким энергиям в импульсе
их удельная стоимость уменьшается. Это обусловлено раз-
витием технологии, а также реализацией новых идей. Так,
в предыдущей главе мы уже говорили о возможности ис-
пользования многопроходных схем усиления. Оценки показы-
вают, что можно ожидать снижения удельных затрат в 20—
100 раз при переходе к мегаджоульным системам. Что касает-
ся газовых лазеров, то их удельные затраты заметно ниже,
чем у стеклянных лазеров.
Таким образом, это требование также представляется реа-
лизуемым в перспективе, хотя окончательный ответ может
дать только практика.
Возвращаясь к данным на стр. 154, мы приходим к за-
ключению, что пункты 1—7 имеют физико-технический харак-
тер. Они принципиально разрешимы, и их проверка либо
осуществлена, либо может быть проведена на установках
лабораторного масштаба. Пункты 8—9 иного происхождения.
Их можно отнести к экономическим требованиям. Для их
158
проверки необходимо создавать всю систему целиком либо
ее модуль промышленного масштаба.
Для решения проблемы драйвера по современным пред-
ставлениям необходимо пройти три этапа — создать лазер
для демонстрации физического порога термоядерных реакций
(brean-even), лазер для получения единичных микровзры-
вов с большими коэффициентами усиления (на уровне 100)
и лазер, работающий в условиях термоядерного реактора,
то есть непосредственно сам драйвер. Как уже упоминалось
ранее, мощные неодимовые лазеры по параметрам наиболее
близки к тем требованиям, которые предъявляются к установ-
кам первого этапа. Нет сомнений, что демонстрация brean-
even будет осуществлена с помощью такого типа лазеров.
Для демонстрации единичных микровзрывов требуются лазеры
с энергией от 3 до 10 МДж, с длиной волны излучения
порядка и менее 1 мкм. Для лазеров этого этапа не требуется
большой частоты повторения и большого ресурса работы.
Не столь жесткими являются требования на удельную стои-
мость производимой энергии и КПД лазера. Наряду с демон-
страцией возможности достижения больших коэффициентов
усиления в мишени с помощью такого лазера можно будет
решать ряд фундаментальных научных и практических за-
дач. Установка этого этапа может быть разработана так-
же на основе стеклянного неодимового лазера. Предложены
схемы мегаджоульных систем, основанных на других типах
лазеров.
Требования к драйверу сформулированы выше. Какие же
лазеры рассматриваются в настоящее время в качестве кан-
дидатов на драйвер? В газовых лазерах представляется легче
обеспечить частотный режим работы, высокий КПД и большой
ресурс. Стоимость активной среды у этих типов лазеров
сравнительно мала. Среди газовых лазеров наиболее перспек-
тивными представляются эксимерный KrF-лазер и электро-
ионизационный СОг-лазер. В последние годы значительные
успехи достигнуты в развитии химических лазеров, поэтому
их также следует внести в список претендентов на драйвер
(имеются в виду HF-лазер, йодный химический лазер и др.).
Выше говорилось о перспективах развития стеклянных неоди-
мовых лазеров как возможных претендентов на драйвер. На-
ряду с достоинствами перечисленные типы лазеров имеют свои
недостатки, поэтому пока что невозможно сделать выбор
между ними. В последние годы появились идеи использовать
в качестве драйвера так называемый лазер на свободных
электронах. Поскольку это направление исследований пока что
носит чисто исследовательский характер, мы не будем на
нем останавливаться.
159
ТЕРМОЯДЕРНАЯ ЭНЕРГЕТИКА
НА ОСНОВЕ ЛТС
Рассмотрим теперь вопрос о том, как будет происходить
преобразование энергии термоядерного микровзрыва в по-
лезные для человека виды энергии и каким должен быть
реактор, в котором осуществляются такие превращения
энергии.
Как мы выяснили, масштаб энергии микровзрыва будет
составлять 100—1000 МДж. Если вспомнить, что калорий-
ность 1 кг обычного взрывчатого вещества (ВВ) равна при-
близительно 4 МДж, то окажется, что энергия такого микро-
взрыва может быть эквивалентна энергии 1 /4 т взрывчатки.
Может показаться, что камера реактора должна иметь гран-
диозные размеры, для того чтобы выдержать нагрузку на
первую стенку. Однако это не так. Причина заключается
в том, что разрушающее действие взрыва связано с импуль-
сом, а не с энергией. Как известно, импульс равен корню
квадратному из произведения массы на энергию:
Р = -\12тЕ
В случае взрывчатки масса равна 250 кг, а масса термо-
ядерной мишени — порядка 0,01 г (для получения энергии
1000 МДж необходимо, чтобы прореагировало всего 3 мг го-
рючего. В указанной выше массе 0,01 г учитывается масса
оболочки и непрореагировавшего горючего). Таким образом,
разрушающее действие микровзрыва будет приблизительно
в 3000 раз меньше, чем в случае применения ВВ .равной
энергии. Конечно, воздействие термоядерного микровзрыва на
стенки реактора достаточно велико, но с ним можно справить-
ся в камере умеренных габаритов.
Весьма существенным является обстоятельство, в каких
формах выделяется термоядерная энергия. Расчеты показы-
вают, что примерно 50—70% всей энергии уносят нейтроны.
Энергия отдельных нейтронов при этом составляет 14—
16 МэВ. Чем меньше масса мишени, тем большую долю энер-
гии уносят нейтроны (вплоть до 75%, как это имеет место
в элементарной реакции синтеза). В мишенях большого раз-
мера нейтроны частично сталкиваются с ядрами и отдают
им свою энергию. Оставшаяся энергия содержится в раз-
летающейся плазме, в жестком рентгеновском излучении
(5—10%) и быстрых ионах. Рентгеновское излучение, нейтро-
ны и ионы по-разному воздействуют на стенки камеры. Для
полного поглощения энергии нейтронов необходима толщина
материала около 0,5 м. Температура замедлителя нейтронов
должна быть такой, чтобы сохранять конструкционные свой-
ства материалов и чтобы выделяющееся тепло можно было
160
бы преобразовать с высоким КПД в электричество. Этому
соответствует диапазон температур 700—1000° С. Из условия
достижения такой температуры выбирается размер камеры —
он зависит от энергии и частоты повторения микровзрывов.
Если поток энергии, приносимый термоядерными нейтронами
на стенку камеры за 1 с, выразить в МВт/м2, то размер ка-
меры должен соответствовать «нейтронной нагрузке» 1 —
2 МВт/м2. Это можно достигнуть при радиусе сферической
камеры от 4 до 10 м (в зависимости от выделяющейся термо-
ядерной мощности).
Глубина поглощения рентгеновского излучения • зависит
от материала поглотителя и может составлять от долей мил-
лиметра до 1 см. Поэтому, несмотря на то что полная энергия
рентгеновского излучения существенно меньше энергии ней-
тронов, связанный с ним удельный нагрев вещества оказы-
вается больше. В результате приграничные слои нагревае-
мого излучением вещества будут испаряться и превращаться
в горячий газ с температурой несколько тысяч градусов.
Остатки мишени разлетаются в виде ионов со средней энер-
гией на один ион порядка 100 кэВ. При ударе о стенку
эти ионы поглощаются в тонком слое вещества, толщина
которого составляет 10—100 мкм. При ударе это вещество
буквально взрывается и превращается в плазму, которая
разлетается навстречу потокам ионов. Количество этой плаз-
мы мало, и она быстро тормозится и смешивается с горячим
газом, находящимся в камере.
Наряду с ионами плазмы возможны «быстрые» ионы —
первичные и вторичные продукты термоядерных реакций.
Однако их будет немного.
Все три действующих фактора создают давление на стен-
ки и внутренние нагрузки в конструкционных элементах: ионы
и рентгеновское излучение — поверхностное и импульсное,
а нейтроны — объемное и значительно более равномерное.
Камеры реакторов могут быть сферической и цилиндрической
формы с высотой, приблизительно равной радиусу. Их форма
и конструкционные особенности зависят от функционального
предназначения станции.
С учетом действия всех трех факторов на стенки реактора
радиус камеры при условии ее функционирования без ка-
питального ремонта десятки лет должен быть около 10 м.
Однако ранее уже говорилось, что использование специальных
средств защиты первой стенки позволяет уменьшить радиус
в несколько раз, а следовательно, снизить капитальные за-
траты. Предложено несколько способов защиты: с помощью
струй жидкого металла, «потеющей стенки», слоя «гранул»
и сменных графитовых экранов.
Сейчас рассматриваются три различных направления в
функциональном предназначении станции: чисто термоядер-
1б1
ная, производящая электричество и тепло; гибридная, в ко-
торой наряду с электричеством и теплом производят плутоний
из делящихся материалов в стенках камеры; химическая,
предназначенная для производства из воды свободного во-
дорода и кислорода — химического топлива. Ниже мы более
подробно рассмотрим первые два типа реакторов (чистый
и гибридный). Схема лазерного термоядерного химического
реактора пока еще слабо разработана, поэтому мы ее касать-
ся не будем.
Зачем понадобилось использовать гибридные схемы? Дело
в том, что под действием термоядерных нейтронов можно
вызвать деление ядер природного или обедненного урана.
При каждом акте такого деления, как уже говорилось, вы-
деляется 180 МэВ энергии, то есть если при каждом- акте
синтеза выделяется энергия 17,6 МэВ, то затем при попадании
термоядерного нейтрона в ядро урана можно увеличить энер-
гию еще в 10 раз (возможна ситуация, когда термоядерные
нейтроны делят более одного ядра, так что усиление может
оказаться больше 10). В результате в гибридных реакторах
термоядерное энерговыделение может составлять лишь малую
часть от полной энергии. Следовательно, воздействие на стен-
ку реактора продуктов микровзрыва может быть существенно
снижено, что позволит уменьшить размеры реактора, энергию
лазерного импульса или частоту их повторения, сделать бо-
лее простой конструкцию мишени и т. д. Были рассмотрены
два варианта — «со сжиганием» делящихся материалов без
их переработки внутри реактора (Л. П. Феоктистов, Е. Н. Ав-
ронин и др. [6]) ис наработкой плутония (Ри239), который
затем бы использовался для питания атомных станций (пер-
вый концептуальный проект такого реактора был предложен
в совместной работе сотрудников Института высоких темпе-
ратур и ФИАНа [7]). Однако у этой схемы имеются и свои
минусы, связанные с высокой радиоактивностью остатков,
проблемами переработки и хранения ядерного горючего и др.
Все указанные выше особенности проявляются в разрабо-
танных на сегодня проектах реакторов. Мы опишем два
из них — чисто термоядерный реактор «Каскад» (разрабо-
танный в США [12]) и гибридный реактор «Тигр» (раз-
работанный в СССР [11]). Название «Тигр» расшифровы-
вается как «термоядерный инерциальный гибридный реактор».
Ниже в табл. 3 представлены основные параметры этих
реакторов.
Итак, термоядерная мощность в реакторе «Тигр» суще-
ственно меньше, чем в реакторе «Каскад» (в «Тигре» —
120 МВт, а в «Каскаде» — 300 • 5 = 1500 МВт, то есть более
чем в 10 раз!). В результате требования на лазерную систему
и усиление в мишени в реакторе «Тигр» значительно мягче.
Однако полная мощность с учетом деления в гибридном
162 •
Таблица 3
Показатели Реакторы
«Каскад» «Тигр»
Энергия микровзрыва, МДж 300 120
Частота микровзрывов, Гц 5 0,8—1
Термоядерная мощность, МВт 1500 100
Радиус камеры, м 5 3
Электрическая мощность, МВт Суммарная электрическая мощность, 815 260
включая переработку ядерного го- рючего, МВт 815 -2000
реакторе составляет 1000 МВт, то есть всего в 1,5—1,7 раза
меньше, чем в случае чистого реактора (коэффициент 1,7
возник из-за того, что в бланкете реактора «Каскад» нарабаты-
вается дополнительная тепловая мощность — приблизительно
170 МВт). Кроме того, реактор «Тигр» производит 700 кг
плутония в год, который может обеспечить работу 6 АЭС
с полной электрической мощностью 1700 МВт. Общий вид
реакторных камер «Тигра» и «Каскада» представлен на
рис. 5.1. Камера реактора «Каскад» имеет форму дыни.
Предполагается, что камера будет вращаться вокруг большой
оси со скоростью приблизительно 1 об/с. Энергия термоядер-
ных микровзрывов будет поглощаться толстым слоем пыли-
нок-гранул размером 100—1000 мкм, изготовленных из высо-
котемпературной керамики, содержащей литий (LiAlCh). Ли-
тий необходим для воспроизводства трития. Толщина слоя
будет около 1 м, и пылинки будут удерживаться у стенок
за счет центробежной силы, возникающей при вращении
камеры. Излучение в камеру предполагается вводить через
отверстия вдоль оси вращения. В таком случае трудно будет
обеспечить однородность нагрева мишени и придется, навер-
ное, использовать схему непрямого облучения (об этом под-
робнее говорилось в третьей главе). Поглощая энергию микро-
взрывов, пылинки нагреваются до температуры 1100—1200° С,
затем они попадают в теплообменник, где отдают энергию
газу — гелию, который поступает на турбину, вырабатываю-
щую электричество. Поскольку температура пылинок и соот-
ветственно гелия велика, то в этом проекте ожидается
получить большой КПД по электричеству — 55%. Через
реакторную камеру постоянно должны прокачиваться пылин-
ки, взамен уходящих нагретых должны поступать те, ко-
торые уже побывали в теплообменнике. Пришлось создать
теорию и провести эксперименты для описания такой «пыле-
вой жидкости».
Ту часть реактора, где поглощается энергия микровзры-
вов, в научной литературе называют бланкетом — одеялом.
163
В «Каскаде» бланкетом является слой гранул, который вос-
станавливается после каждого выстрела и может существо-
вать достаточно долго (пока в камеру подается эта «пыль»).
Как работает реактор «Тигр»? Внутреннюю поверхность
камеры предполагается покрыть тонким слоем жидкого метал-
ла (по-видимому, это будет щелочной металл или некоторый
сплав) толщиной 0,5 см. Слой будет держаться за счет по-
верхностного натяжения, и жидкий металл будет постоянно
стекать вниз, а следовательно, он должен постоянно пода-
ваться в верхнюю часть реакторной камеры. Верхняя часть
камеры будет вращаться, что обеспечит ее равномерное по-
крытие растекающейся жидкостью. Возможно, потребуются
дополнительные усилия для обеспечения равномерного защит-
ного слоя. Толщина его обусловлена тем, чтобы жесткая
стенка реактора была полностью защищена от воздействия
рентгеновского излучения и плазмы, а нейтроны вылетали,
практически не оставляя своей энергии в стенках камеры.
В результате действия плазмы и рентгеновского излучения
слой жидкости нагревается и частично испаряется (в нем
будет содержаться приблизительно 30% всей термоядерной
Рис. 5.1. Схемы камер реакторов: а) - «Тигр» (СССР): / — устройство
ввода мишени; 2 — вращающаяся верхняя часть камеры; 3 — устройство
ввода жидкого лития; 4 — тонкий защитный слой лития; 5 — лучеводы и
окна для ввода в камеру лазерного излучения; 6 — термоядерный микро-
взрыв; 7 — урансодержащий бланкет; 8 — биологическая защита; б) — «Ка-
скад» (США): / — устройство ввода мишени; 2— лазерные (либо ионные)
пучки; 3— устройство ввода гранул (ВеО и LiAICh); 4—вращающаяся
камера реактора; 5 — «пылевой» бланкет; 6 — термоядерный микровзрыв
164
энергии), нагретое вещество будет поступать в теплообменник,
где оно передаст свою энергию газу, питающему турбину.
За камерой будут располагаться бланкет — кассеты с ураном,
теплоноситель, литий для воспроизводства трития. Тритий
потребуется добывать также из жидкого защитного слоя, так
как в нем будут содержаться непрореагировавшие остатки
горючего. В бланкете нейтроны будут вызывать деление урана,
что приведет к увеличению энергии и дополнительным нейтро-
нам. Часть нейтронов будет захватываться ядрами урана и
образовывать плутоний, часть может быть использована для
производства трития, а остальные передадут свою энергию в
конечном итоге теплоносителю. Расчеты показывают, что в
такой схеме удается полностью замкнуть энергетический цикл,
обеспечить станцию необходимым тритием и наработать 700 кг
плутония в год для нужд АЭС.
Оконечные элементы фокусирующей оптики лазера будут
удалены на расстояние 30—50 м, а излучение будет под-
водиться к камере с помощью металлических герметичных
труб, заполненных инертным газом при малом давлении. Газ
требуется, чтобы защитить зеркала от ионов и рентгеновского
излучения, а малое давление выбирается из тех соображений,
чтобы в среде не возникло пробоя при распространении
лазерного луча.
Весьма сложной системой в реакторе будет являться
устройство ввода мишеней в камеру. Такое устройство должно
удовлетворять двум основным требованиям: обеспечивать
точное попадание мишени в фокус лазерной системы и ее
сохранность в процессе доставки. Это сложно, так как пред-
полагается, что мишени будут криогенные, а ДТ-слой не дол-
жен успевать испариться до подлета к фокусу лазера (тем-
пература паров в камере будет около 500° С). Для этого
потребуется скорость полета мишени в несколько десятков
метров в секунду. По-видимому, для выбрасывания мишеней
в камеру будут использованы специальные электромагнитные
пушки.
Многие вопросы остались вне нашего рассмотрения: стои-
мость производимой энергии, биологическая защита, фабрика
мишеней, способная изготовлять ежесекундно несколько таких
мишеней, удовлетворяющих всем требованиям, системы очист-
ки и переработки тритийсодержащих материалов и т. д.
Однако из того, что сказано, следует, что термоядерная
электростанция — это сложнейшее сооружение, которое
потребует огромной работы ученых, технологов и инже-
неров.
Станет ли лазерный термоядерный синтез основой или су-
щественной частью энергетики будущего? Ответ на этот
вопрос зависит не только от успешного решения физических
и технических задач, но и от соотношения экономических
165
и экологических факторов, от потребностей общества, от
развития других направлений энергетики. Однако мы убеж-
дены, что у лазерного термоядерного синтеза есть весомые
предпосылки способствовать решению энергетической проб-
лемы.
КОСМИЧЕСКИЙ КОРАБЛЬ
С ЛАЗЕРНЫМ ТЕРМОЯДЕРНЫМ ДВИЖИТЕЛЕМ
Основные принципы работы ракетного двигателя несом-
ненно знакомы читателю. Тем не менее мы кратко остановимся
на них, чтобы соблюсти последовательность изложения ма-
териала. При истечении горючего из сопла ракеты в соответ-
ствии с законом сохранения импульса оставшаяся часть
ракеты получает приращение скорости в противоположном
направлении. Наиболее наглядно явление реактивного движе-
ния проявляется в эффекте отдачи при артиллерийском выст-
реле, когда массивное орудие или его часть — ствол отка-
тывается назад. Поскольку космический полет является дли-
тельным процессом, то потребуется произвести очень много
таких «выстрелов» и, следовательно, запасти на корабле много
«снарядов». Общая масса корабля с горючим будет меняться
в процессе полета, и это обстоятельство непременно следует
учитывать. Знаменитая формула К. Э. Циолковского позво-
ляет описать движение ракеты с переменной массой
и = v • In (Л40/М(/)),
где и — скорость движения ракеты в заданный момент време-
ни, v — скорость истечения горючего; Mo, M(t) — начальная и
текущая массы космического корабля. Таким образом, с уве-
личением скорости истечения горючего можно сэкономить
«полезную массу». Это очень важное обстоятельство для
космической техники. Действительно, скорость истечения го-
рючего в случае химических источников энергии составляет
несколько километров в секунду (возьмем для определенности
3 км/с). Для того чтобы достигнуть первой космической
скорости (приблизительно 8 км/с), необходимо, согласно
формуле Циолковского, израсходовать на ускорение ракеты
19/20 первоначальной массы. Для достижения второй косми-
ческой скорости (11,2 км/с) потребуется сжечь примерно
49/50 стартовой массы. Третьей космической скорости
(~30 км/с) можно достичь, ускорив лишь 1/20 000 долю
стартовой массы корабля. В литературе обсуждается несколь-
ко возможных источников энергии, позволяющих получить
более высокие значения скорости истечения горючего. Речь
идет о плазменных и ядерных источниках. В случае ядерных
166
источников возможная концентрация энергии значительно вы-
ше, чем у химических источников, следовательно, больше и
скорость истечения горючего. Расчеты показывают, что в слу-
чае термоядерного синтеза можно достичь удельной тяги
(скорости истечения, деленной на ускорение свободного па-
дения), в сотни раз большей, чем в случае, если основываться
на реакциях деления. По оценкам американских ученых, для
полетов к планетам Солнечной системы на корабле с атомным
и термоядерным движителем потребуется следующий расход
массы (табл. 4)24.
T а 6.1 и ц а 4
Цель полета Отношение А4()/А4
Движитель на основе реакции деления Движитель на основе ЛТС
.Нуна 1,4 1,02
Венера 6 1,17
Марс 5 1,15
Меркурии 42 1,37
Видно, что преимущества лазерного термоядерного дви-
жителя особенно проявляются в случае полетов к дальним
планетам. А возможно ли в принципе создание такого дви-
жителя? Исследования ученых дают утвердительный ответ
на этот вопрос. В США в Ливерморской лаборатории был
разработан проект космического корабля с движителем на
основе ЛТС. Предполагается, что мишени будут встреливать-
ся в камеру сгорания и производить термоядерные микро-
взрывы с частотой несколько сотен импульсов в секунду.
Для того чтобы предохранить стенки камеры сгорания от
заряженных частиц—продуктов термоядерных реакций и
направить их в сторону, противоположную направлению дви-
жения корабля, можно использовать магнитные поля. Рент-
геновское излучение будет частично испарять внутреннюю
поверхность камеры горения, а нейтроны можно будет ис-
пользовать для регенерации трития. Проблема производства
трития для такого корабля является весьма важной, посколь-
ку даже для одного полета к дальним планетам потребуются
десятки тонн этого элемента, что превосходит существующие
мировые запасы. Регенерация трития в процессе полета по-
зволит не только удовлетворить нужды корабля, но по воз-
вращении во много раз перекрыть затраты этого элемента,
необходимые на начальной стадии полета. Мы не будем
вдаваться в подробности этого проекта, отметим лишь, что,
Данные взяты из статьи М. Лубина |13|.
167
но оценкам американских специалистов, стоимость создания
такой ракеты будет в пределах 1 млрд. дол. (конечно, эти
оценки занижены, но, приводя это значение, мы хотели лишь
подчеркнуть, что даже на уровне современных представлений
такие проекты не выглядят уж слишком безумными)
(рис. 5.2).
Для полетов к другим звездам, расстояния до которых
исчисляются световыми годами (световой год — это расстоя-
ние, которое свет проходит за один год, то есть приблизитель-
но 1013 км!), требуется развивать скорости движения корабля,
близкие к скорости света. Скорости истечения вещества в
случае термоядерных микровзрывов составляют 103—104 км/с.
Согласно формуле Циолковского, для того чтобы достичь
скорости корабля, равной 0,1 от скорости света, потребуется
израсходовать приблизительно 90% стартовой массы. Следо-
вательно, использование термоядерных движителей открывает
принципиальную возможность создания космических кораблей
для полета к другим звездным мирам. Реальными такие по-
леты могут стать не раньше чем через 100 лет, однако уже
несколько лет обсуждаются проекты создания таких звездо-
летов. Например, английскими учеными был разработан про-
ект полета к звезде Бернарда (этот проект получил название
«Дадалус»). Более подробные сведения о нем можно получить
из приложения к журналу Британского межпланетного об-
щества за 1978 год. Почему именно звезда Бернарда? Бли-
Р и с. 5.2. Схема ракетного движителя
на основе ЛТС: / — источник питания
лазера; 2 — лазер; 3 — система фоку-
сировки излучения; 4 — электромагни-
ты; 5 — защитная стенка; 6 — зоны
наработки трития; 7 — устройство
ветреливания мишеней
168
жайшие к Земле 8 звезд расположены на расстоянии от
4,3 (проксима Центавра) до 8,65 световых года (Сириус).
Продолжительность полета 40—50 лет, при которой одно
поколение участников экспедиции может сохранить свою ак-
тивность, предполагает, что расстояние в оба конца порядка
10 световых лет может быть пройдено со скоростью 0,1—0,2
скорости света. Среди возможных целей полета наивысшим
приоритетом обладают цели, связанные с поиском внеземных
форм жизни. Это означает, что следует выбирать звезды,
у которых существует (или возможна) планетарная система.
Кроме того, для стабильности условий на планетах необхо-
димо, чтобы эти звезды не были двойными, а температура
их поверхности была бы не слишком большой по сравнению
с температурой поверхности Солнца. Эти и некоторые другие
соображения привели к выбору звезды Бернарда, находящей-
ся от нас на расстоянии 5,9 .световых лет, в качестве цели
для межзвездной экспедиции. Надо полагать, что к моменту
принятия решения о таком полете люди овладеют полетами
в пределах Солнечной системы настолько, что будут иметь
возможность собирать элемент гелий-3 на Луне или на внеш-
них планетах Солнечной системы, где, как полагают ученые,
этого элемента достаточно много. Использование реакции ге-
лия-3 с дейтерием позволяет значительно улучшить характе-
ристики ракетного двигателя на основе ЛТС, так как в ре-
зультате этой реакции образуются только заряженные части-
цы, которые с помощью магнитных полей можно направить в
нужном направлении.
Завершая раздел, скажем о тех условиях, в которых
должно жить мировое сообщество, чтобы такие проекты
могли быть реализованы. Наряду с высоким экономическим
и техническим уровнем человеческое сообщество должно быть
стабильным в политическом плане. Цели и задачи межзвезд-
ной экспедиции должны оставаться неизменными и сохранять
высокий приоритет в продолжительности всего полета. Долж-
на быть полная гарантия, что накопленные для полета ре-
сурсы, огромные затраты и усилия не будут обращены во
вред человечеству или какой-либо его части.
169
ВМЕСТО ЗАКЛЮЧЕНИЯ
Пока готовилась к изданию эта книга, в различных лабо-
раториях мира были получены новые результаты. Наиболее
'нтересным и важным является достижение сжатия по объ-
ему мишени более чем в 50 000 раз, что соответствует умень-
шению радиуса оболочки в 35 раз. Об этом результате мы
уже упоминали в главе 4, однако нам хотелось бы более
подробно остановиться на физической основе и значении это-
го результата.
Эксперименты были проведены на установке «Нова» в Ли-
верморской лаборатории (США) в 1987—1988 годах. Исполь-
зовалась схема непрямого нагрева и сжатия мишени. Приме-
чательным для этих экспериментов явилось следующее: не-
смотря на высокую степень сжатия удалось получить хорошее
согласие по всем основным параметрам между результатами
экспериментов и одномерных численных расчетов. В том слу-
чае, когда сжатия невелики (в 100—1000 раз по объему),
как правило, удается получить такое согласие. По мере роста
предсказываемого в расчетах сжатия (а величина сжатия
зависит от энергии лазера, аспектного отношения оболочки,
давления внутреннего газа и других параметров) обычно рас-
хождения с результатами физического эксперимента увеличи-
ваются. Так при сжатии в 10 000 раз нейтронный выход
в реальных экспериментах оказывался приблизительно в 100-
раз меньше, чем предсказывал одномерный численный расчет.
Эти расхождения связаны с развитием гидродинамической
неустойчивости в процессе сжатия мишени. Скептики пред-
сказывали, что различные типы неустойчивостей могут явить-
ся непреодолимыми препятствиями для достижения сверхболь-
ших сжатий горючего. Тем не менее эксперименты на «Но-
ве» продемонстрировали возможность устойчивого сжатия
мишеней с помощью лазеров. В описанных экспериментах
энергия лазерных импульсов составляла всего 20 кДж, сле-
дующий шаг — это достижение больших сжатий при энергиях
лазерных импульсов 0,1 — 1 МДж.
170
* * *
В своей книге мы попытались рассказать о состоянии
и перспективах исследований в области лазерного термоядер-
ного синтеза, осветить историю этих исследований, основные
этапы и достижения, отразить вклад советских ученых в ре-
шение тех или иных задач. По разным причинам мы не
смогли упомянуть всех ученых, активно участвующих в ис-
следованиях по ЛТС, поэтому пользуемся случаем, чтобы
принести им свои извинения.
В своем рассказе мы попытались также подчеркнуть интер-
национальный характер исследований, отметить значительные
успехи, которые были достигнуты в США, Японии и других
развитых странах в этом направлении. Мы убеждены, что
решение такой глобальной проблемы, как создание экологи-
чески чистой энергетики, способной удовлетворить растущие
нужды человечества, было бы под силу международной коопе-
рации экономических, научных и технических ресурсов и
средств.
Тем читателям, кто захочет более подробно ознакомиться с
проблемой лазерного термоядерного синтеза, авторы рекомен-
дуют приведенную ниже литературу.
РЕКОМЕНДУЕМ ПРОЧИТАТЬ
К главе 1
1. Арцимович Л. А. Управляемые термоядерные реакции.— М.,
Фнзматгиз, 1963.
2. Кадомцев Б. Б.//Природа.—1979.— №2.
3. Басов Н. Г., Крохин О. Н.//ЖЭТФ.— 1964.— № 46.
4. Б а с о в Н. Г., Афанасьев Ю. В. Лазерный термоядерный
синтез//Наука и человечество.— М., Знание, 1981.
5. Бракнер К-, Джорна С. Управляемый лазерный синтез.— М.,
Атомиздат, 1977.
6. Прохоров А. М., Анисимов С. И., П а ш и н и н П. П. —
УФН.— 1976.— Т. 119.
7. Розанов В. Б., Лебо И. Г.//Знание — сила.—1982.— № 11.
8. Дюдерштадт Дж., Мозес Г. Инерциальный термоядерный
синтез.— М., Атомиздат, 1984.
9. Феоктистов Л. П. Горизонты ЛТС//Будутее науки.— М., Зна-
ние, 1985.— Вып. 18.
К главе 2
1. Басов Н. Г., Афанасьев Ю. В. Световое чудо века.— М.,
Педагогика, 1984.
2. Прохоров А. М., Карлов Н. В. Квантовая электроника//
Наука и человечество.— М., Знание, 1968.
3. Б а с о в Н. Г., Попов Ю. М. Оптоэлектроника//Наука и чело-
вечество.— М., Знание, 1982.
4. Велихов Е. П., Летохов В. С. Лазерная атомно-молекулярная
технология//Наука и человечество.— М., Знание, 1982.
5. Б а с о в Н. Г., Ораевский А. Н. Химические лазеры//Наука
и человечество.— М., Знание, 1983.
6. Б а с о в Н. Г., Д а н и л ы ч е в В. А. Мощные лазеры в техноло-
гии//Наука и человечество.— М., Знание, 1985.
К главе 3
1. Афанасьев Ю. В., Басов Н. Г., Га малий Е. Г., Кро-
хин О. Н., Розанов В. Б.//Природа. - 1976. — № 10.
2. С и л и н В. П.//Успехи физических наук. М.— 1985.— Т. 145.
3. Теория нагрева и сжатия низкоэнтропийных термоядерных мишеней:
Сборник трудов ФИАНа.— М., Наука.— 1982.— Т. 134.
4. Теория сжатия мишеней излучением длинноволновых лазеров. Сбор-
ник трудов ФИАНа.— М., Наука. - 1986. Т. 170.
172
5. Дж. Накколс, Л. Вуд, А. Гиссен, Г. Циммерман. Проблемы
лазерного термоядерного синтеза.— М., Атомиздат, 1976
К главе 4
1. Басов Н. Г., Крохин О. Н., Склизков Г. В., Федо-
тов С. И.//Природа.— 1976.— № 12.
2. Б а с о в Н. Г., Михайлов Ю. А., Склизков Г. В., Фе-
дотов С. И. Лазерные термоядерные установки. Итоги науки и техники.
Сер. Радиотехника.— М., ВИНИТИ.— 1984.— Т. 25.
3. К р о х и н О. Н., Склизков Г. В., Ш и к а н о в А. С.//При-
рода.— 1976.— № 11.
4. Б а с о в Н. Г. и др. Нагрев и сжатие термоядерных мишеней,
облучаемых лазером. Итоги науки и техники. Сер. Радиотехника,- М.,
ВИНИТИ.— 1982.— Т. 26.
5. Г а м а л и й Е. Г. и др. Сборник трудов ФИАНа.— М., Наука.—
.1977.— Т. 94.
6. И с а к о в А. И., Меркульев Ю. А., Никитенко А. И.
Сборник трудов ФИАНа.— М., Наука.— 1980— Т. 127.
7. Б у ш v е в В. С. и др. Сборник трудов ФИАНа.— М., Наука.—
1980.—Т. 127.'
8. Самарский А. А.//Вестник АН СССР.— 1979.— № 5.
9. Самарский А. А.//Коммунист.— 1983.— № 18.
10. Самарский А. А., Филюков А. А. Вычислительная физика
и лазерный синтез//Ежегодник «Будущее науки».— М., Знание.— 1978.—
Вып. И.
К главе 5
1. Бете Г. Успехи физических наук.— 1976.— Т. 120.
2. Басов Н. Г., Розанов В. Б., Соболевский Н. Н. Изве-
стия АН СССР. Энергетика и транспорт.— 1975.— с. 3.
3. Легасов В. А., Кузьмин Н. Н.— Природа.— 1981.— № 2.
4. Легасов В. А., Феоктистов Л. П., Кузьмин Н. Н.—
Природа.— 1985.— № 6.
5. Басов Н. Г.—Природа.— 1978.—№ 6.
6. Феоктистов Л. П. и др.— Квантовая электроника.— 1978.—
Т. 5. '
7. Б а с о в Н. Г. и др.— Известия АН СССР. Энергетика и транс-
порт.— 1979.— № 2.
8. Велихов Е. П.— Природа.— 1985.— № 3.
9. Монслер М.. Дж. и др. Квантовая электроника.— 1983.— № 1.
10. Калинин А. В. Квантовая электроника.— 1984.— № 3.
II. Басов Н. Г. и др. Квантовая электроника.— 1987.— № 10.
12. J. Pitts. „The Cascade inertialconfinement Fusion Power Plant,
UCRL—92558, Preprint LLNL, USA, 1985.
13. Лубин M. В сб.: Лазеры и термоядерная проблема.— М., Атстм-
тдат, 1973.
14. Хайд Г., Вуд Л., Накколс Дж.— В сб.: Проблема лазерного
термоядерного синтеза.— М., Атомиздат. — 1976.
15. Project Daedalus Study Croup, Project Daedalus: The final report on
the BIS' Starship Study, JBIS, 31, Supplement, 1978.
16. Бабаев Ю. H., Веде нов А. А., Филюков А. А. Прямое
преобразование ядерной энергии в излучение — новое направление в ЛТС//
Ежегодник «Будущее науки».— М., Знание, 1982.— Вып. 15.
17. Дж. Накколс. Успехи физических наук.- 1984. т. 143. Вып. 3.
СОДЕРЖАНИЕ
ПРЕДИСЛОВИЕ 3
Глава 1. КАК ПОДЖЕЧЬ ТЕРМОЯДЕРНУЮ РЕАКЦИЮ? 5
Условия развития реакций синтеза ядер 5
Термоядерные микровзрывы 12
Глава 2. КВАНТОВЫЙ ГЕНЕРАТОР ИЗЛУЧЕНИЯ — ЛАЗЕР 18
Как создавали лазер. Основные принципы работы квантового
генератора 18
Какие бывают лазеры? 27
Уникальные свойства лазерных лучей 39
Глава 3. ТЕРМОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ В ФОКУСЕ ЛАЗЕРНЫХ
ЛУЧЕЙ 46
Взаимодействие мощных световых импульсов с веществом 46
Плазменная корона 54
Сжатие 62
Термоядерное горение 74
Гидродинамическая неустойчивость 78
Генерация спонтанных магнитных полей 87
Лазерная плазма — уникальный объект исследований 93
Глава 4. В ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКОЙ ЛАБОРАТОРИИ 99
Развитие мощных лазерных систем для ЛТС 99
Что и как можно измерить в лазерной мишени 113
Фабрика мишеней 120
Вычислительный эксперимент в ЛТС 126
Глава 5. ЛАЗСРЫ И ЭНЕРГЕТИКА БУДУЩЕГО 136
Энергетика: прогнозы на XXI столетие 136
Перспективы ядерной энергетики 144
Сколько ctoilt производство энергии? 153
Каким должен быть лазер в реакторе? 154
Термоядерная энергетика на основе ЛТС 160
Космический корабль с лазерным термоядерным движителем 166
Вместо заключения 170
РЕКОМЕНДУЕМ ПРОЧИТАТЬ 172
Научно-популярное издание
Николай Геннадиевич Басов
Иван Германович Лебо
Владислав Борисович Розанов
ФИЗИКА ЛАЗЕРНОГО ТЕРМОЯДЕРНОГО СИНТЕЗА
Главный отраслевой редактор А. А. Нелюбов
Мл. редактор Н. Т. Карячкин а
Худож. редактор М. А. Баб и ч с в а
Техн, редактор И. Е. Б ел к и н а
Корректор С. П. Т к а ч е н к о
ИБ № 8482
Сдано н набор 04.04.88. Подписано к печати 05.10.88. А 13832. Формат
б\маги 60Х901/,,,. Ь\мага офсетная. Гарнитура литературная. Печать
офсетная. Уел. печ. л. 11.0+0,5 вкл. Усл. кр.-отт. 25.0. Уч.-изд. л. 11.08 + 0,54
вкл. Тираж 25 000 экз. Заказ A-I4I. Цена 85 кон. Издательство «Знание».
101835. ГСП. Москва. Центр, проезд ('срока, л. 4. Индекс заказа 886713.
Thiioi рафия издательства Тат. ОК КПСС г. Казань, ул. Декабристов. 2
ДОРОГИЕ ЧИТАТЕЛИ!
Отзывы о прочитанной книге
просим направлять по адресу:
101835, Москва, ГСП, проезд
Серова, 4, издательство «Зна-
ние», Народный университет,
Естественнонаучный факультет.
85 кол- ниигашэ
Н. Г БИСОВ, ИГ /1ЕБО. В. Б РОЗАНОВ
ФИЗИКк
ЛАЗЕРНОГО
ТЕРМОЯДЕРНОГО
СИНТЕЗк
Общий ВИД
лазерного
термоядерного
реактора
со сферической
камерой