ЖЭТФ, 2019, том 155, вып. 4, стр. 759-764

ИССЛЕДОВАНИЕ РАБОТЫ ТЕРМОЯДЕРНЫХ МИШЕНЕЙ

С ОБРАЩЕННОЙ КОРОНОЙ ПРИ СВЕРХТОНКОМ СЛОЕ

РАБОЧЕГО ВЕЩЕСТВА НА ЛАЗЕРНОЙ УСТАНОВКЕ ИСКРА-5

С. Г. Гаранин, Л. А. Душина, И. П. Елин, Н. В. Жидков^*,

В. М. Изгородин, Н. А. Калмыков, В. П. Коваленко, А. Г. Кравченко,

Д. Н. Литвин, С. И. Петров, Е. В. Поздняков, В. Г. Рогачев,

К. В. Стародубцев, Н. А. Суслов, Г. В. Тачаев, А. Е. Чаунин

Российский федеральный ядерный центр —

Всероссийский научно-исследовательский институт экспериментальной физики

607188, Саров, Нижегородская обл., Россия

Поступила в редакцию 25 сентября 2018 г.,

после переработки 25 сентября 2018 г.

Принята к публикации 22 ноября 2018 г.

Приведены результаты серии экспериментов на лазерной установке Искра-5 по изучению влияния толщи-

ны рабочего слоя из полидейтероэтилена (CD2)n на параметры работы мишени с обращенной короной.

Во всех экспериментах данной серии при суммарной энергии лазерного излучения, подведенной к ми-

шени двенадцатью пучками на второй гармонике в диапазоне 1.6-2.2 кДж, зарегистрирован нейтронный

выход на уровне 10⁷-3 · 10⁸ DD-нейтронов за выстрел. С помощью нейтронной времяпролетной методи-

ки зафиксировано увеличение ионной температуры приблизительно от 6.4 до 14 кэВ при уменьшении

толщины слоя (CD2)n от 1 до 0.1 мкм.

DOI: 10.1134/S0044451019040199

Корпус

1. ВВЕДЕНИЕ

Простейшим вариантом конструкции мишени с

Слой CD₂

внутренним вводом излучения для исследования

Лазерные

термоядерных процессов является мишень с обра-

пучки

щенной короной (МОК) [1, 2], принципиальная схе-

ма которой изображена на рис. 1.

Рис. 1. Принципиальная схема МОК

Лазерные пучки вводятся через отверстия с це-

лью максимально однородного облучения внутрен-

ней поверхности сферического корпуса, на которую

и образование высокотемпературной плазмы, дви-

нанесен слой гидрида материала с тяжелыми изото-

жущейся к центру мишени;

пами водорода.

— вторая стадия — инерционное движение плаз-

Условно режим работы МОК характеризуется

мы; внутренняя энергия вещества переходит в кине-

наличием трех стадий и вкратце состоит в следу-

тическую, заключенную преимущественно в ионной

ющем [2]:

компоненте;

— первая стадия — поглощение лазерного излу-

— третья стадия — фокусирование плазмы и

чения (ЛИ) слоем рабочего вещества, его испарение

образование высокотемпературного сгустка в цент-

ре МОК. Кинетическая энергия ионов эффектив-

^* E-mail: staff@vniief.ru

но преобразуется в тепловую энергию и происходит

759

С. Г. Гаранин, Л. А. Душина, И. П. Елин и др.

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

нагрев плазмы до высоких значений ионной темпе-

лазерного излучения корона прозрачна. Излучение

ратуры T_i, что способствует интенсивному протека-

свободно проходит сквозь плазму и частично погло-

нию термоядерных реакций.

щается в малой окрестности точки с критической

В первых экспериментах на установках серии Ис-

плотностью ρ = ρ^∗. Задача расчета короны в этом

кра [1, 2], проведенных на первой гармонике ЛИ

приближении имеет автомодельное решение, харак-

(длина волны 1.315 мкм), было показано, что ми-

теризующееся только двумя размерными парамет-

шени этого типа обладают большим коэффициен-

рами: критической плотностью ρ^∗ и плотностью по-

том использования энергии ЛИ при относительно

тока поглощенного лазерного излучения q. Из сооб-

невысоких требованиях к однородности облучения

ражений размерности имеем

и пригодны для исследования неравновесных про-

(

)1/3

цессов в высокотемпературной плазме. Было пока-

ρ^∗v³ ≈ q ≈

v≈

зано, что при введении в мишень ЛИ с энергией

R²τ

R²τρ^∗

(2)

1-7 кДж ионная компонента плазмы может быть на-

m≈ρ^∗vτ.

грета до 3-10 кэВ и получен значительный выход

Здесь v — характерная скорость разлета плазмы,

нейтронов [2].

m — поверхностная плотность испаренной массы.

Ранее проведенные численные расчеты и экс-

Учитывая, что ρ^∗ ≈ 〈A〉λ-2/〈i〉, получим следу-

перименты с МОК [2] показали для случая слоя

ющее выражение для полной испаренной массы M:

(CD₂)_n, что интегральный нейтронный выход Y

приближенно описывается скейлингом

⁽ 〈i〉 )-2/3

(

)2.7

M ≈ m · 4πR² ≈

Q1/3R4/3τ2/3λ-4/3.

(3)

〈A〉

Y ≈a

(1)

Rτ0.24

После фокусировки плазмы в центре МОК прак-

где Q [кДж] — энергия лазерного излучения, введен-

тически вся поглощенная энергия лазерного излу-

ного в мишень; R [мм] — внутренний радиус мише-

чения содержится в виде ионной тепловой энергии

ни; τ [нс] — длительность импульса ЛИ; a ≈ 1.3 · 10⁸

в центральной области. Энергией электронов при

штук DD-нейтронов при относительно малых значе-

этом можно пренебречь. Отсюда следует, что

ниях энергии ЛИ Q = 0.05-7 кДж и λ = 1.315 мкм.

Q〈A〉

Скейлинг Y (Q, R, τ) с учетом ряда других пара-

T_i ≈

= Q2/3R-4/3τ-2/3λ4/3〈A〉1/3〈i〉2/3.

(4)

метров, таких как средняя степень ионизации веще-

ства 〈i〉, средний атомный номер 〈A〉 и длина волны

Радиус высокотемпературной области, в кото-

лазерного излучения λ легко получить из следую-

рой в основном протекают термоядерные реакции,

щих наглядных соображений.

пропорционален внутреннему радиусу мишени. Ха-

Рассмотрим случай, когда посторонние атомы

рактерное время ее существования, а значит, и ха-

рабочего слоя (не изотопы водорода) имеют относи-

рактерное время протекания термоядерных реак-

тельно малый заряд ядра и можно пренебречь энер-

ций в МОК, оценим следующим образом: Δt

≈

гией, идущей на их ионизацию. Из-за сильного от-

≈ RM1/2Q-1/2.

рыва температур T_e ≪ T_i, на стадии генерации нейт-

Уравнение для скорости генерации нейтронов в

ронов в МОК можно считать, что тепловая энергия

единичном объеме имеет вид

в основном содержится в ионах.

Будем также полагать, что температуры изото-

= N₁N₂〈σv〉,

(5)

пов водорода и ионов постороннего вещества оди-

где N₁, N₂ — концентрации реагирующих частиц

наковы, т. е. успевают выравниваться в процессах

ион-ионного взаимодействия. Как следует из серии

(D + D или D + T), 〈σv〉 — скорость термоядерной

реакции, зависящая лишь от ионной температуры и

оценок и расчетов, перечисленные выше требова-

ния выполняются для элементов с атомным номе-

типа реакции.

ром A ≤ 16 в условиях экспериментов с МОК, когда

Интегральный нейтронный выход из МОК оце-

ним следующим образом:

Q = 0.05-7 кДж, 0.5 ≤ R ≤ 2 мм, τ ≈ 0.1-0.4 нс.

Учитывая эти ограничения, определим зависи-

ρ²

мость Y (Q, R, τ, 〈i〉, 〈A〉, λ), воспользовавшись сооб-

Y ≈ 〈σv〉

ΔtR³, ρ ≈

(6)

〈A〉²

R³

ражениями размерности и моделью поглощения ЛИ,

справедливой при больших потоках излучения. В

Для простоты воспользуемся соотношением

этой модели предполагается, что для падающего

〈σv〉

∼ T3.5i, которое подходит для проводимых

760

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

Исследование работы термоядерных мишеней. ..

оценок скорости DD-реакций при T_i

≈ 4 кэВ.

Слой из дейтерополиэтилена должен быть доста-

С учетом этой зависимости и ранее полученных

точно тонким (сотни ангстрем), чтобы сквозь него

оценок имеем

заметная часть энергии была доставлена до золото-

го слоя, привела к образованию золотой плазмы, ко-

Y ≈ 〈i〉0.67〈A〉0.83Q2.67R-3.33τ-0.67λ1.33.

(7)

торая при фокусировании в центре мишени привела

бы к проникновению ионов золота в плазму из дей-

Таким образом, скейлинг, построенный из нагляд-

терополиэтилена и к его дополнительному нагреву.

ных соображений, качественно согласуется с интер-

Основным вопросом таких исследований явля-

поляционной формулой (1), полученной на основе

ется зависимость температуры ионов от начальной

предыдущих экспериментальных данных.

толщины слоя из (CD₂)_n. Температура ионов долж-

При одинаковых значениях Q, R, τ, λ нейтрон-

на увеличиваться при уменьшении толщины этого

ный выход будет тем больше, чем больше 〈i〉 и 〈A〉.

слоя.

Проведенные оценки указывают на то, что для по-

вышения нейтронного выхода в МОК можно ис-

пользовать гидриды веществ с относительно боль-

2. ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТОВ

шим атомным номером. К тому же отрицательная

В экспериментах использовались

каналов

роль кинетических эффектов, приводящих к неко-

установки Искра-5. Излучение лазера на второй

торому снижению нейтронного выхода, в этих ве-

гармонике вводилось в камеру взаимодействия

ществах проявляется слабее. Это связано с тем, что

с помощью селективных отражающих зеркал

кулоновские пробеги по соударениям более тяжелых

(коэффициенты отражения для второй и первой

ионов заметно меньше, чем ионов углерода, и газо-

гармоник соответственно R2ω > 95 %, R_ω < 5 %) и

динамическое приближение для их описания явля-

фокусировалось на плоскость отверстия ввода ЛИ.

ется более обоснованным.

Контраст излучения как по мощности, так и по

Естественно, что при увеличении атомного но-

энергии превышал 10⁵-10⁶.

мера (при заданных условиях облучения) может

Технология изготовления мишени типа МОК из-

достигаться лишь частичная ионизация вещества

ложена в работе [3]. Сферический корпус мишени

и одновременно увеличиваются затраты на иони-

собирается из двух медных полусфер диаметром

зацию и нагрев электронной компоненты плазмы.

2 мм со средней толщиной t_Cu ≈ 9 мкм с шестью

Указанные факторы ограничивают максимальные

отверстиями ввода ЛИ диаметром 600 мкм. Внут-

значения ионной температуры, которая достигает-

ренняя поверхность мишеней покрыта слоем золота

ся в центре МОК, по сравнению с веществами с

со средней толщиной 1.1-1.2 мкм. На поверхность

малым значением атомного номера. Температура

золота наносился слой дейтерированного полиэти-

изотопов водорода из-за сильно нагретых тяжелых

лена (CD₂)_n толщиной, варьируемой в диапазоне от

ионов дополнительно увеличивается за счет процес-

0.1 до 1 мкм. Средняя разнотолщинность каждого

са ион-ионной релаксации. Таким образом, можно

из двух слоев ≈ 30 %.

специально значительно увеличить ионную темпе-

ратуру термоядерного вещества, если оно будет пе-

ремешано с веществом, имеющим значительно боль-

3. РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТОВ

ший атомный номер, например, с золотом.

Нанесение слоя вещества, состоящего, например,

В проведенных экспериментах суммарная энер-

из золота и дейтерия, представляет собой сложную

гия ЛИ, подведенная к мишени на второй гармони-

технологическую задачу, поэтому в данной работе

ке, составила 1.6-2.2 кДж при длительности лазер-

был предложен и реализован иной способ создания

ного импульса 0.37 ± 0.06 нс.

близких условий. В описываемых экспериментах ра-

Изображение области кумуляции плазмы реги-

бочий слой МОК изготавливался в виде двух слоев:

стрировалось камерой-обскурой в рентгеновском из-

тонкого слоя (CD₂)_n (с варьируемой толщиной), на-

лучении ≈ 0.27 кэВ через отверстие ввода ЛИ с про-

несенного на слой из золота, который предваритель-

странственным разрешением Δr ≈ 20-50 мкм.

но был нанесен на внутреннюю поверхность медного

Примеры зарегистрированных в экспериментах

сферического корпуса. Такая реализация достига-

изображений области кумуляции плазмы приведе-

ется сравнительно простыми методами, однако при

ны на рис. 2. Во всех опытах в пределах отверстия

этом получается более сложный состав плазмы (дей-

диаметром 0.6 мм видны ярко светящиеся образова-

терий, углерод и золото).

ния, похожие на сходящиеся «струи» от пятен пер-

761

С. Г. Гаранин, Л. А. Душина, И. П. Елин и др.

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

ние появляется синхронно¹⁾ с моментом прихода ЛИ

в мишень с точностью до единиц пикосекунд, фор-

ма импульса повторяет форму ЛИ. Через некоторое

время Δt ≈ 1.3 ±

0.1 нс возникает второй макси-

мум свечения за счет кумуляции плазмы. На хро-

нограмме видна динамика появления этого светя-

щегося сгустка плазмы. Минимальный размер сжа-

той области плазмы на полувысоте интенсивности

D_m

≈ 250 мкм.

Рис. 2. Примеры интегральных по времени рентгеновских

изображений области кумуляции плазмы в центре МОК,

Измерение интегрального нейтронного выхода

зарегистрированных через отверстия ввода ЛИ диаметром

осуществлялось с помощью штатных методик: ме-

0.6 мм

тода активации индия (In 1) тепловыми нейтрона-

ми и метода затянутой регистрации [5]. Кроме того,

был опробован метод прямой активации индия по

реакции¹¹⁵In(n, n^′)115mIn (метод In 2) [6]. Результа-

ты, полученные разными методиками, согласуются

между собой в рамках экспериментальных погреш-

ностей.

Для измерения температуры ионной компонен-

ты плазмы по нейтронному спектру использовалась

1.9 нс

2.2 нс

2.1 нс

времяпролетная методика на пролетной базе L =

Рис. 3. Примеры кадров СХР7, полученных в разных экс-

= 215 ± 0.5 см со сцинтилляционным детектором

периментах через отверстия ввода ЛИ диаметром 0.6 мм.

ТСДИ-45.

Время отсчитывается от момента прихода ЛИ на мишень

Основная задача проведенных экспериментов за-

ключалась в исследовании влияния толщины слоя

(CD₂)_n на параметры срабатывания МОК. На рис. 5

вичного облучения. Следует отметить, что в области

показаны полученные в экспериментах зависимости

ожидаемого столкновения «струй», в отличие от об-

нейтронного выхода и ионной температуры плазмы

лучения излучением основной гармоники установки

от толщины слоя (CD₂)_n.

[2], отсутствует какая-либо более компактная и бо-

лее яркая область.

Абсолютная величина нейтронного выхода Y

уменьшается с уменьшением толщины слоя (CD₂)_n

Для получения кадровых рентгеновских изоб-

за счет снижения количества топлива и увеличива-

ражений с временным разрешением использовался

ется из-за увеличения скорости термоядерных ре-

рентгеновский регистратор СХР7 [4] с длительнос-

акций, обусловленного ростом температуры ионов

тью отдельного кадра ∼ 100 пс. Примеры кадров,

дейтерия.

зарегистрированных вблизи момента максимально-

го сжатия, полученные в разных опытах, приведены

При увеличении толщины слоя от 0.1 до 0.3 мкм

на рис. 3.

нейтронный выход растет от 3 · 10⁶ до 10⁷, затем

Из рис. 3 видно, что область кумуляции вблизи

рост замедляется до величины 2.5 · 10⁸ при толщине

момента максимального сжатия разбивается на

(CD₂)_n около 1 мкм. На том же рисунке показана

отдельные компактные образования размерами

зависимость ионной температуры плазмы от толщи-

∼ 100-150 мкм.

ны слоя (CD₂)_n. Температура ионов, определенная

по уширению спектра нейтронов, зарегистрирован-

Регистрация динамики сжатия плазмы в оптиче-

ного времяпролетной методикой, возросла примерно

ском диапазоне проводилась скоростным хроногра-

вдвое с ≈ 6.4 до ≈ 14 кэВ при уменьшении толщины

фом со щелевой разверткой через отверстие ввода

слоя (CD₂)_n с 1 до 0.1 мкм.

ЛИ по свечению плазмы внутри бокса вблизи λ =

= 480 нм на участке спектра шириной 50 нм. На

рис. 4 приведен пример результата регистрации.

Первый импульс свечения — это свечение внут-

¹⁾ Время задержки момента появления метки ЛИ на хро-

ренней полости бокса во время действия ЛИ. Свече-

нограмме откалибровано в предварительных опытах.

762

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

Исследование работы термоядерных мишеней. ..

I, отн. ед.

2000

1500

1000

Сгусток

500

Метка ЛИ

t, нс

Рис. 4. Результаты регистрации динамики сжатия плазмы в оптическом диапазоне: а) хронограмма, б) пропись хроно-

граммы вблизи центра отверстия

Y/10⁹

T_i, кэВ

0.1

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

, мкм

Рис. 5. Зависимость нейтронного выхода (а) и ионной температуры плазмы (б) от толщины слоя (CD2)n. Величина

статистических погрешностей обусловлена сравнительно небольшим нейтронным выходом

4. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

Отсутствие компактной центральной области

на рентгеновских изображениях свидетельствует

Как отмечалось выше, из рентгеновских изобра-

о том, что при использовании первой гармоники

в ранее проведенных опытах из-за больших ко-

жений центральной области мишени видно, что ни

в одном из опытов не зарегистрировано компактной

эффициентов отражения и рассеяния падающего

излучения происходит эффективное выравнивание

области кумуляции плазмы в центре мишени, подоб-

потоков по внутренней поверхности бокса. В ре-

ной той, которая регистрировалась ранее в опытах

с подобными мишенями [2] при их облучении основ-

зультате достигается лучшая симметрия потоков

плазмы со стенок к центру бокса, и область ку-

ной гармоникой установки с λ = 1.315 мкм. Во всех

опытах в пределах отверстия диаметром 600 мкм

муляции плазмы имеет компактный вид. В случае

воздействия излучением второй гармоники дости-

видны ярко светящиеся образования, похожие на

сходящиеся в некоторой области «струи».

гается высокий коэффициент поглощения ЛИ уже

763

С. Г. Гаранин, Л. А. Душина, И. П. Елин и др.

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

при первом падении излучения на внутреннюю

Во всех экспериментах серии при суммарной

поверхность, в результате чего наблюдается струй-

энергии ЛИ, подведенной к мишени на второй гар-

ный характер течения плазмы от стенок к центру

монике в диапазоне от 1.6 до 2.2 кДж, зарегистри-

мишени, симметрия течения плазмы нарушается и

рован нейтронный выход на уровне от 10⁷ до 3 · 10⁸

область кумуляции становится слабо выраженной.

DD-нейтронов за выстрел. При этом температура

В проведенной серии экспериментов использова-

ионов, определенная по уширению спектра нейтро-

лась хронографическая методика регистрации сжа-

нов, зарегистрированного времяпролетной методи-

тия в оптическом диапазоне, которая показала на-

кой, возросла примерно вдвое (от ≈ 6.4 до ≈ 14 кэВ)

личие плазменного образования в центре бокса уже

при уменьшении толщины слоя (CD₂)_n от 1 до

через 1.2-1.4 нс после прихода ЛИ на внутреннюю

0.1 мкм, что качественно соответствует проведен-

стенку бокса. Создается ситуация, при которой све-

ным расчетным оценкам.

чение в центре бокса в оптическом диапазоне (λ =

Опробована методика регистрации DD-нейтро-

= 480 нм с шириной 50 нм) возникает и прекраща-

нов методом прямой активации индия по реакции

ется раньше, чем в рентгеновском. Можно предпо-

¹¹⁵In(n, n^′)115mIn, которая показала свою работо-

ложить, что на ранних стадиях движения плазма

способность и перспективность использования на

(CD₂)_n интенсивно излучает в регистрируемую по-

мощных лазерных установках.

лосу за счет бальмеровской серии дейтерия, а на

смену этому излучению, когда слой (CD₂)_n полно-

Благодарности. Авторы благодарят коллектив

стью прогревается, приходит излучение ионизован-

сотрудников установки Искра-5 за помощь в подго-

ного углерода и золота, но уже в мягком рентгенов-

товке и проведении экспериментов.

ском диапазоне, которое регистрируется на СХР7.

ЛИТЕРАТУРА

5. ВЫВОДЫ

1. А. В. Бессараб, Г. В. Долголева, А. И. Зарецкий и

др., ДАН СССР 282, 857 (1985).

На установке Искра-5 проведена серия экспери-

ментов на второй гармонике лазерного излучения по

2. А. В. Бессараб, В. А. Гайдаш, Г. В. Долголева и

исследованию работы мишеней с обращенной коро-

др., ЖЭТФ 102, 716 (1992).

ной и сверхтонким слоем рабочего вещества. Экспе-

3. A. V. Veselov, V. S. Drozhin, A. A. Druzhinin et al.,

рименты были стимулированы расчетными оценка-

Fusion Technology 28, 1838 (1995).

ми, выявившими зависимость параметров кумули-

рующей плазмы от степени ионизации и атомного

4. В. П. Лазарчук, Д. Н. Литвин, А. Г. Кравченко и

веса.

др., Труды РФЯЦ-ВНИИЭФ 9, 132 Саров (2005).

Для создания близких к расчетным условий ра-

5. А. И. Веретенников, В. М. Горбачёв, Б. А. Преде-

бочий слой МОК изготавливался в виде двух слоев:

ин, Методы исследования импульсных излучений,

тонкого слоя (CD₂)_n (с варьируемой толщиной), на-

Энергоатомиздат, Москва (1985).

несенного на слой из золота, который предваритель-

но был нанесен на внутреннюю поверхность медного

6. D. L. Bleuel, C. B. Yeamans, L. A. Bernstein et al.,

сферического корпуса.

Rev. Sci. Instr. 83, 10D313 (2012).

764