ЖЭТФ, 2020, том 158, вып. 4 (10), стр. 645-651

ОСОБЕННОСТИ И МЕХАНИЗМЫ ГЕНЕРАЦИИ НЕЙТРОНОВ

И ДРУГИХ ЧАСТИЦ В ПЕРВЫХ ЭКСПЕРИМЕНТАХ

ПО ЛАЗЕРНОМУ СИНТЕЗУ

В. И. Высоцкийa*, А. А. Корнилова^b, М. В. Высоцкий^a

^a Киевский национальный университет им. Тараса Шевченко

01033, Киев, Украина

^b Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова

119991, Москва, Россия

Поступила в редакцию 24 марта 2020 г.,

после переработки 23 апреля 2020 г.

Принята к публикации 11 мая 2020 г.

Рассмотрены количественные характеристики первых удачных лазерных экспериментов по формирова-

нию термоядерной плазмы. Показано, что генерация нейтронов, регистрируемых в этих экспериментах,

непосредственно не связана с термоядерными процессами в лазерной плазме со сравнительно низкой

температурой. Рассмотрены альтернативные механизмы стимуляции реакции синтеза и показано, что

наиболее вероятный механизм генерации нейтронов обусловлен процессами формирования когерентных

коррелированных состояний, возникающих за счет действия ударной волны в неразрушенной части ре-

шетки мишени или при движении в ней медленных ионов, вылетающих из лазерной плазмы. Показана

целесообразность повторения этих экспериментов, в которых кроме генерации нейтронов следует ожи-

дать более эффективную генерацию других продуктов ядерного синтеза.

DOI: 10.31857/S0044451020100077

гистрация быстрых нейтронов проводилась с ис-

пользованием сцинтилляционного счетчика на осно-

ве уникального по своим параметрам кристалла по-

1. ВВЕДЕНИЕ

листирола (CH₂)_n диаметром D = 30 см и длиной

L = 20 см, установленного на расстоянии R = 10 см

Первые успешные эксперименты по реализации

от зоны действия лазерного импульса. Для этих па-

ядерного синтеза, стимулированного лазерным воз-

раметров телесный угол регистрации нейтронов со-

действием на мишень, были проведены в конце 60-х

ставлял

годов прошлого столетия [1-3]. В этих эксперимен-

√

тах использовались одиночные короткие (длитель-

ΔΩ = 2π

√

≈ 1.3π.

ности порядка 10-11 с) лазерные оптические им-

R² + (D/2)²

пульсы, генерируемые мощным неодимовым лазе-

По оценке авторов итоговая эффективность реги-

ром с длиной волны 1.06 мкм. Энергия каждого из

страции нейтронов, учитывающая геометрию распо-

импульсов достигала 10 Дж, что обеспечивало ин-

ложения детектора и ряд других параметров, соот-

тенсивность облучения J ≈ 10¹⁶ Вт/см². В то время

ветствовала η ≈ 10 %.

такие параметры были одними из лучших в мире.

Согласно данным работ [1, 2], при таком воздей-

Такие лазерные импульсы фокусировались в ва-

ствии регистрировался (в среднем) один нейтрон на

кууме длиннофокусной линзой на поверхность ми-

каждый лазерный импульс. Эти данные интерпре-

шени LiD, что приводило к образованию нестаци-

тировалиcь как подтверждение термоядерного меха-

онарной плазмы. Целью экспериментов было обна-

низма синтеза (фактически, как первая демонстра-

ружение термоядерных нейтронов, генерируемых в

ция инерционного лазерного термоядерного синте-

объеме этой плазмы синхронно с импульсом. Ре-

за) на основе одного из трех каналов (dd)-реакции,

^* E-mail: vivysotskii@gmail.com

d + d = He³ + n + 3.27 МэВ,

(1)

645

В. И. Высоцкий, А. А. Корнилова, М. В. Высоцкий

ЖЭТФ, том 158, вып. 4 (10), 2020

реализуемого за счет столкновения дейтронов в на-

скорости участвующих в ней частиц. Это произве-

гретой плазме, образуемой в области лазерного фо-

дение для случая (dd)-реакции (1) с выходом нейт-

куса на поверхности мишени.

ронов определяется хорошо известным выражением

Анализ, проведенный авторами работ [1-3], ос-

([4], гл. 2)

новывался на следующих характеристиках образу-

емой плазмы: концентрация ионов дейтерия n_d ≈

〈σ(v)v〉_dd ≈

≈ 10²¹ см-3, толщина области плазмы возле лазер-

(

18.8

^)[см³]

ного фокуса x₀ ≈ 10-2 см, максимальная темпе-

≈ 1.3 · 10-14

exp

(3)

(kT )2/3

(kT )1/3

ратура ионной компоненты плазмы kT

≈ 120 эВ

или kT

= 210 эВ в зависимости от сферической

в котором величина kT соответствует температуре

или плоской геометрии ее разлета (см. [3], рис. 10),

время существования плазмы с такой температу-

плазмы в килоэлектронвольтах.

рой τ ≈ 5 · 10-10 с. Среднеквадратичная скорость

Если учесть, что пространственная форма раз-

движения ионов дейтерия в плазме при максималь-

лета плазмы была близка к сферической геометрии

ной температуре соответствовала величине 〈v〉 ≈

([3], рис. 2), то, принимая ее ионную температу-

√

≈

3kT/M ≈ 10⁷ см/с.

ру равной максимальной, kT ≈ 130 эВ, для такой

Площадь поперечного разлета плазмы за это вре-

конфигурации [3], из выражения (3) находим, что

мя (c учетом начального сечения фокусированного

〈σ(v)v〉 ≈ 5·10-30 см³/с. С учетом этой величины из

лазерного импульса, S₀ = πR²⁰ ≈ 3 · 10-4 см²) была

формулы (2) можно определить среднее количество

равной

нейтронов, генерируемых в экспериментах [1,2] при

воздействии на мишень LiD одного лазерного им-

S_τ ≈ π(〈v〉τ + R₀)² ≈ 6 · 10-4 см².

пульса:

Согласно этим характеристикам, в объеме плазмы

находилось N_d = n₀S_τ x₀ ≈ 6 · 10¹⁵ ядер дейтерия.

N0neutron ≈ 0.007 нейтр./импульс.

(4)

В работах [1-3] после завершения описания плаз-

мы и ее анализа утверждалось, что результаты экс-

Из этой оценки следует, что для генерации (не

периментов согласуются с данными расчетов и под-

регистрации!) хотя бы одного нейтрона, формируе-

тверждают ожидаемый результат — регистрацию

мого в рассматриваемом эксперименте в реакции

нейтронов, образуемых в процессе термоядерного

(3) на основе термоядерного механизма, необходи-

синтеза, стимулированного лазерным облучением.

мо последовательное воздействие около 150 лазер-

Следует отметить, что в работах [1-3] было проведе-

ных импульсов. Это не согласуется с результата-

но очень подробное и квалифицированное исследо-

ми экспериментов [1, 2], в которых для обоснова-

вание характеристик лазерных импульсов и процес-

ния экспериментальной эффективности регистра-

са формирования плазмы, но почти не рассматрива-

ции N_neutron ≈ 1 нейтр./импульс необходима такая

лись особенности ядерного синтеза. Проведем такой

эффективность их генерации в реакции (1),

анализ.

N0neutron ≈ N_neutron/η ≈ 10 нейтр./импульс,

(5)

2. ОЦЕНКИ ЭФФЕКТИВНОСТИ СИНТЕЗА

ПРИ ДЕЙСТВИИ ОДИНОЧНОГО

которая в 1500 раз больше той эффективности, ко-

ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА

торую способен обеспечить термоядерный механизм

синтеза в условиях эксперимента [1, 2].

Расчет полного числа (dd)-реакций с участием

всех ядер дейтерия в объеме лазерной плазмы за

Исходя из этих оценок очевидно, что нейтро-

время ее существования (а значит, и полного чис-

ны, регистрируемые в этих экспериментах, не мог-

ла нейтронов, генерируемых по механизму термо-

ли быть образованы только за счет механизма тер-

ядерного синтеза в зоне действия лазерного импуль-

моядерного синтеза в объеме плазмы, формируемой

са) можно провести при использовании стандартной

при воздействии лазерного импульса на поверхность

формулы

мишени LiD. У нас нет сомнения в очень высокой

квалификации авторов работ [1-3] и в корректности

N0neutron ≈ V n²⁰〈σ(v)v〉τ/2,

(2)

их измерений, но сразу возникает вопрос: откуда по-

учитывающей усредненное по максвелловскому рас-

явились те нейтроны, которые регистрировались в

пределению произведение сечения реакции σ(v) и

этих экспериментах?

646

ЖЭТФ, том 158, вып. 4 (10), 2020

Особенности и механизмы генерации нейтронов...

3. ВОЗМОЖНЫЙ МЕХАНИЗМ ГЕНЕРАЦИИ

ной волны связано с тем, что более интенсивная (ос-

НЕЙТРОНОВ И УСЛОВИЯ ГЕНЕРАЦИИ

новная) часть фронта ударной волны из-за нелиней-

ДРУГИХ ЧАСТИЦ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ

ности процесса взаимодействия движется быстрее,

ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА НА МИШЕНЬ LiD

чем менее интенсивная передняя часть фронта, и

«догоняет» ее.

По нашему мнению, регистрируемые в экспери-

Прохождение этой ударной волны сквозь ми-

ментах нейтроны генерировались в процессе низ-

шень, содержащую дейтерий и литий, приводит

коэнергетичных ядерных реакций (LENR), которые

к очень быстрому (длительностью 10-13-10-11 с)

стимулировались побочными и непосредственно не

ударному сжатию, а затем к быстрому растяжению

связанными с возрастанием температуры эффекта-

и последующей более медленной релаксации локаль-

ми, сопровождающими действие лазерных импуль-

ного окружения каждого из атомов дейтерия и ли-

сов на поверхность мишеней.

тия в составе мишени. С точки зрения динамики

Можно отметить два базовых механизма, кото-

ионов кристаллической решетки, это соответству-

рые основаны на одном и том же физическом про-

ет очень быстрой импульсной обратимой модуля-

цессе и приводят к эффективному ядерному синте-

ции параметров (в частности — частоты колебаний)

зу.

нестационарного гармонического осциллятора, ха-

Первый из них связан с ударной волной, сопро-

рактеризующего колебательное состояние (включая

вождающей действие лазерного импульса на ми-

оптические фононные моды на частотах 10-15 ТГц)

шень. Хорошо известно, что при таком воздействии

каждого из ядер дейтерия в решетке. Такой очень

всегда имеет место процесс абляции, обусловлен-

быстрый процесс нестационарной модуляции приво-

ный интенсивным импульсным испарением быстрых

дит к фазовой синхронизации оптических фонон-

ионов с той части поверхности мишени, на которую

ных мод и к формированию когерентного коррели-

действует лазерный импульс. Это испарение сопро-

рованного состояния (ККС) этих ядер, следствием

вождается передачей импульса на мишень, что при-

чего является генерация сопутствующих этим состо-

водит к образованию интенсивной ударной волны,

яниям гигантских флуктуаций импульса и энергии

движущейся в глубь мишени перпендикулярно к ее

этих ядер [10-17].

поверхности.

Особенно эффективным такой механизм им-

Этот процесс фактически соответствует принци-

пульсной модуляции параметров локального осцил-

пу работы любого реактивного двигателя, ускоря-

лятора будет в области, примыкающей к зоне фор-

емого за счет выброса массы в противоположном

мирования лазерной плазмы. В этой области еще до

направлении. Такой механизм генерации ударных

прихода ударной волны возникают многочисленные

волн хорошо известен [5-9].

нанотрещины, формируемые за счет попадания ту-

Характерное ударное давление при такой абля-

да быстрых ионов, вылетающих из объема образуе-

ции на оставшуюся (неиспаренную) часть мишени

мой приповерхностной плазмы. Такой процесс ана-

равно P ≈ 4 · 10⁶ атм при интенсивности лазерно-

логичен процедуре растрескивания металлогидри-

го импульса J = 10¹³ Вт/см² [5], что эквивалент-

дов типа TiD или TiH при их насыщении изотопами

но, например, столкновению с мишенью микроме-

водорода. Сравнительно большая ширина этих на-

теорита размером в несколько микрометров, дви-

нотрещин, заполненных дейтерием, очень резко (в

жущегося со скоростью 13 км/с. При увеличении

несколько раз) увеличивает амплитуду возможной

интенсивности лазерного импульса давление резко

модуляции частоты колебаний дейтронов при после-

возрастает, P ∝ J7/9 [8,9], достигая гигантских зна-

дующем воздействии на эту нанотрещину ударной

чений P

≈ 10⁸-10⁹ атм при интенсивности J ≈

волны. Еще одним подобным следствием действия

≈ 10¹⁶ Вт/см², соответствующей данному экспери-

ударной волны является быстрое «раскрытие» тех

менту.

нанотрещин, которые до этого еще не сформирова-

Скорость фронта генерируемой при абляции

лись, но были в очень напряженном состоянии из-за

ударной волны при указанных выше параметрах

внутреннего давления дейтронов, попавших в меж-

лазерного импульса может достигать или превы-

доузлие решетки мишени.

шать 4-8 км/с. При движении ударной волны внут-

Именно такие условия быстрой модуляции экви-

ри любых материальных тел происходит очень рез-

валентного осциллятора требуются для эффектив-

кое сужение ее переднего фронта до размера, мини-

ного формирования ККС этих дейтронов.

мальное значение которого соответствует несколь-

В работах [10-17] было показано, что при такой

ким нанометрам. Такое «укручение» фронта удар-

импульсной модуляции параметров нестационарно-

647

В. И. Высоцкий, А. А. Корнилова, М. В. Высоцкий

ЖЭТФ, том 158, вып. 4 (10), 2020

го осциллятора амплитуда флуктуаций кинетиче-

применения изучались во многих работах (в част-

ской энергии частицы (в частности протона) может

ности, в больших обзорных статьях [20, 21]).

достигать величины δE_corr в интервале 10-30 кэВ

Принципиальное отличие процесса взаимодейст-

даже в случае кристаллической решетки, находя-

вия частиц с очень большими флуктуациями им-

щейся при комнатной температуре. Очень интерес-

пульса (а следовательно, и флуктуациями кинети-

но, что при этом средняя кинетическая энергия этих

ческой энергии) от взаимодействия частиц с анало-

ядер может оставаться неизменно малой и мало

гичной по величине, но реальной (не виртуальной)

отличаться от тепловой энергии конденсированной

кинетической энергией состоит в том, что частицы

мишени!

с виртуальной энергией не могут, например, реа-

Важно отметить, что во всех случаях в таких

лизовать эндоэнергетические реакции, возбуждать

ККС гигантские флуктуации энергии будут суще-

(ионизировать) другие атомы или генерировать тор-

ствовать аномально большое время δt_corr, которое

мозное излучение, поскольку в таких процессах про-

на много порядков превышает длительность воз-

исходит необратимая потеря энергии, что принци-

можных некоррелированных флуктуаций δt_uncorr,

пиально запрещено для виртуальных флуктуаций

если ее оценивать на основе «обычного» соотно-

энергии, связанных с ее неопределенностью и общим

шения неопределенностей Гейзенберга δt_uncorr

≈

законом сохранения энергии, который будет выпол-

≈ ℏ/2δE.

няться после завершения флуктуации.

Возможность существования таких ККС была

С другой стороны, такие частицы могут «исполь-

обоснована в самом общем виде (для разных пар

зовать» большую флуктуацию импульса δp и, соот-

произвольных динамических переменных A и B)

ветственно, флуктуацию виртуальной кинетической

еще в 1930 году независимо Шредингером и Роберт-

энергии δE = (δp)²/2M при ККС для, например,

соном [18,19] на основании общих правил квантовой

прохождения сквозь потенциальный барьер и после-

механики. В общем случае эти соотношения харак-

дующего стимулирования ядерных или химических

теризуются обобщенными соотношениями неопреде-

реакции, если эти процессы будут соответствовать

ленностей для дисперсий этих переменных с учетом

экзоэнергетическим реакциям.

явного вида их операторов

^B,

Этот механизм, реализуемый за счет импульс-

|〈[AB]〉|

ной модуляции параметров локальных гармониче-

σ_Aσ_B ≡ (δA)²(δB)² ≥

4(1 - r2AB )

ских осцилляторов при воздействии на них ударной

σ_AB

волны, успешно обосновывает результаты экспери-

σ_C = 〈

C - 〈C〉)²〉, r_AB =

√

(6)

σ_Aσ_B

ментов по генерации альфа-частиц при воздействии

малых по амплитуде высокочастотных температур-

AB +

〉

σ_AB =

- 〈A〉〈B〉,

|r_AB| ≤ 1.

ных волн, генерируемых при кавитации струи воды,

на удаленные от кавитатора мишени TiD [22, 23].

В частности, для пары переменных «координа-

Другой механизм реализации реакции (1) связан

та-пульс» это состояние характеризуется принципи-

с альтернативным методом формирования ККС при

ально отличным от соотношения неопределенностей

учете взаимодействия движущихся ионов с атомами

Гейзенберга соотношением Шредингера - Робертсо-

решетки. Он обусловлен тем, что в экспериментах

на

√

[1, 2] много быстрых ионов лазерной плазмы при ее

δp δx ≥ ℏ/2

1 - r² ≡ ℏG/2,

(7)

расширении будут двигаться в глубь неразрушен-

в котором 0 ≤ |r| < 1 и 1 ≤ G < ∞ — соответ-

ной кристаллической решетки LiH в режиме кана-

ственно коэффициент корреляции и коэффициент

лирования. В работах [16,17] было показано, что при

эффективности корреляции. Эти коэффициенты ха-

похожем движении сравнительно медленных прото-

рактеризует степень синфазности и взаимной кор-

нов в периодическом поле решетки кристалла лития

релированности разных собственных состояний час-

очень быстро (на интервале, равном 3-4 периодам

тицы в суперпозиционном квантовом состоянии (в

решетки) будет формироваться аналогичное ККС

частности, синфазности колебательных мод дейтро-

движущейся частицы с коэффициентом корреляции

на в пространстве между соседними атомами лития

1 - |r| ≤ 10-8, чему соответствуют коэффициент

в решетке).

эффективности корреляции G ≥ 10⁴ и возрастание

Для некоррелированных состояний r = 0 и G =

амплитуды флуктуации энергии в поперечном (по

= 1, а для коррелированных — |r| → 1 и G ≫ 1.

отношению к продольному движению) направлении

Характеристики этих состояний и возможность их

до величины

648

ЖЭТФ, том 158, вып. 4 (10), 2020

Особенности и механизмы генерации нейтронов...

Зависимость усредненной по времени величины

〈G〉 от скорости протонов представлена на рис. 2.

Видно, что очень большое значение 〈G〉 реализует-

ся в интервале скоростей, равном примерно 10 % от

оптимальной скорости для данного кристаллогра-

фического направления. Таких частиц с энергией в

несколько сотен электронвольт достаточно много на

хвосте максвелловского распределения ионов лазер-

ной плазмы в экспериментах типа [1, 2].

Этот же механизм (формирование ККС при дви-

жении иона в периодическом поле решетки или в

поле кластера из нескольких атомов) очень хорошо

объясняет результаты многочисленных эксперимен-

Рис. 1. Формирование когерентного коррелированного со-

тов, проводимых в нескольких лабораториях США

стояния при движении протонов с оптимальной энергией

(Louisiana Accelerator Center (Lafayette), Physical

450-500 эВ в кристалле лития в режиме плоскостного ка-

Department of North Texas University (Deuton) и

налирования в направлении z (az — продольный период

NASA MFES Center in Huntsville) с использовани-

решетки лития)

ем пучка ускоренных протонов с перестраиваемой

энергией E ≤ 500 эВ и двух типов мишеней — твер-

дотельной мишени в виде тонкой фольги (толщиной

около 1 мм) из лития и мишени в виде насыщенных

паров того же лития, приводящих к эффективному

ядерному синтезу (подробности см. в работе [16]).

Оба рассмотренных выше механизма соответст-

вуют определению «ядерные реакции при низкой

энергии», или LENR, поскольку не требуют нагрева

или реального (не виртуального за счет флуктуа-

ций) ускорения частиц. Они также хорошо обосно-

вывают полный запрет [15, 17] на реализацию тех

каналов ядерных реакций, которые после слияния

исходных частиц ведут к образованию радиоактив-

ных составных ядер. Этот запрет наблюдается во

Рис. 2. Зависимость усредненного коэффициента эффек-

всех без исключения успешных экспериментах при

тивности корреляции от скорости протона в конце третьего

низкой энергии, и его невозможно объяснить, если

периода решетки лития [16]

использовать для его обоснования стандартные ме-

тоды оптимизации реакций при низкой энергии (на-

пример, за счет аномального экранирования поля

(δp)

G²ℏ²

δE ≈

≥

≈

≥ 40 кэВ,

(8)

ядра или за счет пикноядерных эффектов при очень

8M(δx)²

2Ma²

сильном сжатии мишени).

на много порядков превышающей энергию продоль-

Более того, анализ экспериментов [1,2] позволя-

ного поступательного движения (рис. 1). Здесь M —

ет объяснить также сравнительно слабую (на уровне

масса протона, a_x ≈ 2δx ≈ 2Å — межплоскостное

N0neutron ≈ 10 нейтр./импульс) эффективность гене-

расстояние в решетке.

рации нейтронов, которая наблюдалась в этих экс-

Этот механизм автомодельного формирования

периментах. Это связано с тем, что нейтронный ка-

ККС будет выполняться для тех ионов, которые

нал (dd)-реакции d+d = He³ +n, если связывать его

движутся в периодическом поле решетки со скорос-

с формированием таких ККС, оказывается на много

тями, близкими к величине v_opt ≈ 2a_z〈ω〉, обеспечи-

порядков менее вероятным [11,13], чем альтернатив-

вающей синхронизацию собственных состояний по-

ный и более быстрый «протонный» канал

перечного квантованного движения частицы в кана-

d + d = T + p + 4.03 МэВ.

(9)

ле [16]. Здесь 〈ω〉 — средняя частота колебаний иона

между плоскостями при каналировании в усреднен-

Это связано как со спецификой (длительностью)

ном потенциале стенок канала.

реакций, стимулированных виртуальными флукту-

649

В. И. Высоцкий, А. А. Корнилова, М. В. Высоцкий

ЖЭТФ, том 158, вып. 4 (10), 2020

ациями энергии, так и с возможным проявлением

щихся лазерных импульсов. Очень важно, что та-

эффекта Оппенгеймера - Филлипса [24], связанно-

кие исследования могут проводиться в небольших

го с взаимной пространственной переориентацией

лабораториях и они не требуют очень сложного,

дейтронов перед их взаимодействием, ведущим к ре-

уникального и дорогостоящего оборудования, кото-

акции захвата (4) без образования составного яд-

рое в настоящее время существует только в неко-

ра He⁴.

торых мировых центрах, занимающихся решением

Следует сделать еще одно замечание по поводу

глобальных проблем инерционного термоядерного

лазерных экспериментов конца 60-х годов. Оно свя-

синтеза с обязательным всесторонним сжатием ми-

зано с тем обстоятельством, что при использовании

шени за счет синхронизованного во времени воздей-

мишени LiD большую вероятность имеют альтерна-

ствия лазерных импульсов, генерируемых многими

тивные реакции с участием изотопов лития

десятками сверхмощных лазеров. Успешные экспе-

рименты по реализации ядерного синтеза [22, 23],

Li⁶ + d = Be⁸ → 2He⁴ + 22.37 МэВ,

проведенные с использованием тепловых волн, фор-

(10)

Li⁶ + d = Li⁷ + p + 5.03 МэВ,

мируемых в простой кавитационной установке на ос-

нове струи воды, подтверждают эффективность та-

дочерними продуктами которых являются аль-

ких исследований.

фа-частицы и протоны, которые также должны

Еще один вывод из проведенного выше анали-

регистрироваться в большом количестве в этих

за относится к необходимости определенной пере-

лазерных экспериментах. Некоторые из успешных

оценки роли и эффективности ядерных реакций при

и эффективных экспериментов, в которых такие

низкой энергии для решения современных задач

измерения были сделаны для близких реакций с

ядерной технологии. Очевидно, что для успешно-

участием лития и протонов, рассмотрены в работе

го решения таких задач также необходимо учиты-

[16]. Реализация реакций (10) и обнаружение их

вать не только конкретное взаимодействие между

продуктов также могут быть проведены по схеме,

парой рассматриваемых частиц, как это имеет ме-

рассмотренной в этой работе.

сто в ядерной физике высоких энергий, но и в пол-

К сожалению, авторы лазерных экспериментов

ной мере анализировать влияние окружающей сре-

[1, 2] не проводили контрольных измерений других

ды на эффективность этих процессов. В определен-

потенциально возможных дочерних продуктов этих

ной степени эта ситуация аналогична хорошо из-

реакций (протонов и альфа-частиц) с помощью, на-

вестному эффекту Мессбауэра, в котором процесс

пример, трековых детекторов, и эти особенности

генерации рекордных по параметрам резонансных

остались неисследованными и незамеченными.

линий гамма-излучения связан как с внутриядерны-

ми процессами, так и со свойствами окружающей

среды.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Анализ первых удачных экспериментов по созда-

нию и исследования термоядерной плазмы при об-

ЛИТЕРАТУРА

лучении мишени LiD с помощью лазерных импуль-

сов показывает, что наиболее вероятный механизм

1. Н. Г. Басов, С. Д. Захаров, П. Г. Крюков, Ю. В. Се-

генерации нейтронов был связан не с прямой реали-

натский, С. В. Чекалин, Препринт ФИАН №63

зацией термоядерного синтеза, а с формированием

(1968).

когерентных коррелированных состояний в объеме

мишени за счет действия ударной волны или при

2. Н. Г. Басов, С. Д. Захаров, П. Г. Крюков, Ю. В. Се-

движении образовавшихся ионов в неразрушенной

натский, С. В. Чекалин, Письма в ЖЭТФ 8, 26

части решетки мишени.

(1968).

Полученные результаты обосновывают возмож-

ность альтернативных реакций при лазерном моде-

3. Н. Г. Басов, С. Д. Захаров, О. Н. Крохин,

лировании термоядерного синтеза и показывают це-

П. Г. Крюков, Ю. В. Сенатский, Е. Л. Тюрин,

лесообразность более детального изучения и повто-

А. И. Федосимов, С. В. Чекалин, М. Я. Щелев,

рения этого и аналогичных экспериментов с целью

КЭ №1, 4 (1971).

поиска других возможных продуктов ядерного син-

теза по той же методике [1, 2] с помощью воздей-

4. М. М. Баско, Физические основы инерциального

ствия однонаправленных одиночных или повторяю-

термоядерного синтеза, ИТЭФ, Москва (2008).

650

ЖЭТФ, том 158, вып. 4 (10), 2020

Особенности и механизмы генерации нейтронов...

5. Н. Бурдонский, А. Ю. Гольцов, А. Г. Леонов,

15. V. I. Vysotskii and M. V. Vysotskyy, RENSIT 9, 21

К. Н. Макаров, И. С. Тимофеев, В. Н. Юфа,

(2017).

ВАНТ, сер. Термоядерный синтез 36(2), 8 (2013).

16. В. И. Высоцкий, М. В. Высоцкий, С. Барталуччи,

6. С. И. Анисимов, А. М. Прохоров, В. Е. Фортов,

ЖЭТФ 154, 560 (2018).

УФН 142, 395 (1984).

17. S. Bartalucci, V. I. Vysotskii, and M. V. Vysotsky,

7. В. Е. Фортов, Физика высоких плотностей энер-

Phys. Rev. Accel. and Beams 22, 054503 (2019).

гии, Физматлит, Москва (2013), § 4.3.

18. E. Schrödinger, Ber. Kgl. Akad. Wiss. 24, 296 (1930).

8. Р. Mulser and D. Bauer, High Power Laser-Matter

19. H. P. Robertson, Phys. Rev. A 35, 667 (1930).

Interaction, Springer, Berlin (2010).

20. В. В. Додонов, В. И. Манько, Труды ФИАН 183,

9. P. Mora, Phys. Fluids 25, 1051 (1982).

71 (1987).

10. В. И. Высоцкий, С. В. Адаменко, ЖТФ 80, 23

21. В. В. Додонов, А. В. Климов, В. И. Манько, Труды

(2010).

ФИАН 200, 56 (1991).

11. V. I. Vysotskii and M. V. Vysotskyy, Eur. Phys. J.

22. А. А. Корнилова, В. И. Высоцкий, Ю. А. Сапож-

A 49, 99 (2013).

ников, И. Э. Власова, С. Н. Гайдамака и др., Ин-

12. V. I. Vysotskii, S. V. Adamenko, and M. V. Vysots-

женерная физика № 5, 13 (2018).

kyy, Ann. Nucl. Energy 62, 618 (2013).

23. A. A. Kornilova, V. I. Vysotskii, T. Krit, M. V. Vy-

13. V. I. Vysotskii and M. V. Vysotskyy, Current Sci.

sotskyy, and S. N. Gaydamaka, J. Surf. Invest.: X-ray,

108, 524 (2015).

Synchrotron and Neutron Techn. 14, 117 (2020).

14. В. И. Высоцкий, М. В. Высоцкий, ЖЭТФ 152, 234

24. V. I. Vysotskii, Infinite Energy 18(108), 30 (2013).

(2017).

651