Лазерный термоядерный синтез – способ запуска термоядерной реакции с помощью мощного лазерного излучения. При этом электромагнитная энергия лазерного излучения преобразуется в тепловую энергию и механическую энергию сжатия, возникающего под действием светового давления, а затем – в термоядерную энергию.

Всё это сопровождается оптическим излучением.Такой способ получения энергии является весьма привлекательным с практической точки зрения. Было подсчитано, что из дейтерия, содержащегося в одном литре природной воды в результате термоядерного синтеза можно извлечь столько же энергии, сколько образуется при сжигании 300 литров бензина.

Термоядерная реакция – процесс слияния (синтеза) лёгких ядер в более тяжёлые. При этом выделяется энергия связи. Легче всего происходит слияние изотопов водорода - дейтерия D и трития T. Ядро дейтерия - дейтрон содержит один протон и один нейтрон. Дейтерий содержится в воде в соотношении одна часть на 6500 частей водорода. Ядро трития - тритон состоит из протона и двух нейтронов. Тритий нестабилен (период полураспада 12.4 года), однако может быть получен в результате ядерных реакций.

При синтезе ядер дейтерия и трития образуются гелий He с атомной массой, равной четырем, и нейтрон n. В результате реакции выделяется энергия 17.6 МэВ.

Слияние ядер дейтерия происходит по двум каналам примерно с одинаковой вероятностью: в первом образуются тритий и протон p и выделяется энергия, равная 4 МэВ; во втором канале - гелий с атомной массой три и нейтрон, а выделившаяся энергия 3.25 МэВ. Эти реакции представляются в виде формул

D + T → ⁴He + n + 17.6 МэВ,

До процесса слияния ядра дейтерия и трития обладают энергией порядка 10 кэВ; энергия продуктов реакции достигает величины порядка единиц и десятков МэВ. Следует также отметить, что сечение реакции D + T и скорость ее протекания значительно выше (в сотни раз), чем для реакции D + D. Следовательно, для реакции D + T значительно легче достичь условий, когда выделившаяся термоядерная энергия превзойдет затраты на организацию процессов слияния.

Для реализации реакции термоядерного синтеза необходимо нагреть смесь дейтерия и трития до температуры порядка ста миллионов градусов Цельсия. При этом скорость теплового движения ядер в образовавшейся плазме станет такой, что позволит преодолеть кулоновское отталкивание. При этом нужно удерживать такую плазму и столкнувшиеся ядра определённое, необходимое для реакции, время.

Существует два основных подхода для решения задачи удерживания плазмы. Первый из них основан на возможности удержания плазмы магнитным полем специальной конфигурации в течение сравнительно длительного времени (1-10с). Второй подход импульсный. В этом случае необходимо быстро нагреть и сжать малые порции вещества до таких температур и плотностей, при которых термоядерные реакции успевали бы эффективно протекать за время существования ничем не удерживаемой или, как говорят, инерциально удерживаемой плазмы.

Впервые идея использования мощного лазерного излучения для нагрева плотной плазмы до термоядерных температур была высказана Н.Г. Басовым и О.Н. Крохиным в начале 60-х годов. К настоящему времени сформировалось самостоятельное направление термоядерных исследований - лазерный термоядерный синтез (ЛТС).

Рассмотреним ЛТС на примере так называемого режима прямого сжатия. В этом режиме микросфера (рис.1), наполненная термоядерным топливом, со всех сторон "равномерно" облучается многоканальным лазером. В результате взаимодействия греющего излучения с поверхностью мишени образуется горячая плазма с температурой в несколько кэВ (так называемая плазменная корона), разлетающаяся навстречу лучу лазера с характерными скоростями 10⁷-10⁸ см/с.

Греющее излучение распространяется в глубь мишени лишь до области с плотностью электронов, называемой критической, где частота лазерного излучения сравнивается с плазменной. Значение критической плотности n_кр связано с частотой лазера как n_кр ~ ω_o² (ω_o - частота лазера) и, например, для неодимового лазера с длиной волны 1,06 мкм составляет n_кр = 10²¹ см^-3. В окрестности этой области излучение начинает поглощаться, а непоглощенная часть отражается, также поглощаясь плазмой. Основной механизм поглощения здесь так называемое обратное тормозное поглощение света электронами (электрон поглощает излучение, рассеиваясь в поле иона). Вблизи критической плотности наряду с классическим обратным тормозным механизмом поглощения важную роль играют резонансный и так называемые аномальные механизмы, связанные с развитием в плазме параметрических неустойчивостей. Часть из параметрических неустойчивостей ведет к увеличению доли поглощенной энергии, а такие, как вынужденное рассеяние Мандельштамма-Бриллюэна и вынужденное комбинационное рассеяние, - к "паразитному" рассеянию излучения на плазменной короне. Другое явление - рефракция греющего излучения в плазменной короне также может вести к уменьшению поглощения. Дело в том, что показатель преломления увеличивается от нуля в области с критической плотностью до единицы на краю плазмы. В этом случае плазменная корона действует как отрицательная линза для всех лучей, параллельных градиенту плотности, выталкивая их из плотных областей плазмы. К счастью, эффекты вынужденного рассеяния оказались не столь существенны.

Необходимо отметить, что в современных модельных экспериментах на уровне энергий лазерного излучения 10-100 кДж для мишеней, сравнимых по размерам с мишенями для больших коэффициентов усиления, удается достичь высоких (≈ 90%) коэффициентов поглощения греющего излучения.

Излучение не может проникнуть в плотные слои мишени (плотность твердого тела составляет  ≈ 10²³ см^-3). За счет теплопроводности энергия, поглощенная в плазме с электронной плотностью, меньшей n_кр , передается в более плотные слои, где происходит абляция вещества мишени. Оставшиеся неиспаренными слои мишени под действием теплового и реактивного давления ускоряются к центру, сжимая и нагревая находящееся в ней топливо (рис.2). В итоге энергия лазерного излучения превращается на рассматриваемой стадии в кинетическую энергию вещества, летящего к центру, и в энергию разлетающейся короны. Очевидно, что полезная энергия сосредоточена в движении к центру. Эффективность вклада световой энергии в мишень характеризуется отношением указанной энергии к полной энергии излучения - так называемым гидродинамическим коэффициентом полезного действия (КПД). Достижение достаточно высокого гидродинамического КПД (10-20%) является одной из важных проблем ЛТС.

 

 

Эксперименты по достижению высоких плотностей сжимаемого топлива в режиме прямого сжатия начались в середине 70-х годов в Физическом институте им. П.Н. Лебедева, где на установке "Кальмар" с энергией E = 200 Дж была достигнута плотность сжимаемого дейтерия ≈ 10 г/см3. В дальнейшем программы работ по ЛТС активно развивались в США (установки "Шива", "Нова" в Ливерморской национальной лаборатории, "Омега" в Рочестерском университете), Японии ("Гекко-12"), России ("Дельфин" в ФИАНе, "Искра-4", "Искра-5" в Арзамасе-16) на уровне энергии лазеров 1-100 кДж.

На данный момент детально исследуются все аспекты нагрева и сжатия мишеней различной конфигурации в режимах как прямого так и непрямого сжатий. Достигаются абляционное давление ~ 100 Мбар и скорости схлопывания микросфер V > 200 км/с при значениях гидродинамического КПД порядка 10%. Прогресс в развитии лазерных систем и конструкций мишеней позволил обеспечить степень однородности облучения сжимаемой оболочки 1-2% как при прямом, так и при непрямом сжатии. В обоих режимах были достигнуты плотности сжатого газа 20-40 г/см³, а на установке "Гекко-12" была зарегистрирована плотность сжатой оболочки 600 г/см³. Максимальный нейтронный выход N = 10¹⁴ нейтронов за вспышку.

Таким образом, вся совокупность полученных экспериментальных результатов и их анализ указывают на практическую реализуемость следующего этапа в развитии лазерного термоядерного синтеза - достижение плотностей дейтериево-тритиевого газа 200-300 г/см³, осуществление сжатия мишени и достижение заметных коэффициентов усиления k на уровне энергии E = 1МДж.

Рассмотрим некоторые процессы, которые могут препятствовать достижению высоких степеней сжатия. Один из них заключается в том, что при термоядерных плотностях излучения q > 10¹⁴ Вт/см² заметная доля поглощенной энергии трансформируется не в классическую волну электронной теплопроводности, а в потоки быстрых электронов, энергия которых много больше температуры плазменной короны (так называемые надтепловые электроны). Это может происходить как за счет резонансного поглощения, так и вследствие параметрических эффектов в плазменной короне. При этом длина пробега надтепловых электронов может оказаться сравнимой с размерами мишени, что приведет к предварительному прогреву сжимаемого топлива и невозможности получения предельных сжатий. Большой проникающей способностью обладают и рентгеновские кванты большой энергии (жесткое рентгеновское излучение), сопутствующие надтепловым электронам.

Тенденцией экспериментальных исследований последних лет является переход к использованию коротковолнового лазерного излучения (λ < 0,5 мкм) при умеренных плотностях потока (q < 10¹⁵ Вт/см²). Практическая возможность перехода к нагреву плазмы коротковолновым излучением связана с тем, что коэффициенты конверсии излучения твердотельного неодимого лазера (основного кандидата в драйверы для ЛТС) с длиной волны λ = 1,06 мкм в излучения второй, третьей и четвертой гармоник с помощью нелинейных кристаллов достигает 70-80%. В настоящее время фактически все крупные лазерные установки на неодимовом стекле снабжены системами умножения частоты.

Физической причиной преимущества использования коротковолнового излучения для нагрева и сжатия микросфер является то, что с уменьшением длины волны увеличивается поглощение в плазменной короне и возрастают абляционное давление и гидродинамический коэффициент передачи. На несколько порядков уменьшается доля надтепловых электронов, генерируемых в плазменной короне, что является чрезвычайно выгодным для режимов как прямого, так и непрямого сжатия. Для непрямого сжатия принципиально и то, что с уменьшением длины волны увеличивается конверсия поглощенной плазмой энергии в мягкое рентгеновское излучение.