БЫСТРЫЙ ПОДЖИГ ЧЕРЕЗ КОНУС 1. Введение В 1985 г. Л.П

БЫСТРЫЙ ПОДЖИГ ЧЕРЕЗ КОНУС
М.Л. ШМАТОВ
Физико–технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, Санкт–Петербург, Россия
1. Введение
В 1985 г. Л.П. Феоктистов предложил сценарий инициирования термоядерных микровзрывов с нагревом
сжатого горючего через конус, служащий каналом распространения греющего лазерного импульса [1]. Согласно данному предложению, в состав мишени входит пустотелый конус со срезанной вершиной, вставленный
узкой частью в отверстие в тонкослойной дейтерий–тритиевой оболочке [1]. При сжатии горючее по–прежнему имеет вид оболочки, окружающей вершину (или, другими словами, отверстие в вершине) конуса [1]. Горю3
чее сжимается до плотности 10÷15 г/см , после чего нагревается лазерным импульсом с энергией порядка
–10
мегаджоуля и длительностью 10 с [1]. Предполагалось, что такой сценарий обеспечит усиление в диапазоне
100÷ 500 [1]. В качестве его преимуществ назывались односторонняя подсветка и отсутствие требования
к симметрии облучения [1] (строго говоря, эти слова относятся к стадии облучения мишени греющим лазерным импульсом, так как сжатие горючего должно обладать достаточной степенью симметрии).
В 19911992 г.г. было опубликовано две совместных работы Н.Г. Басова, С.Ю. Гуськова и Л.П. Феоктистова по мишеням, подобным вышеупомянутой [2] и библиографию в [3]. Первая работа других авторов с обсуждением проблем, связанных с нагревом сжатого горючего через конус, появилась только в 1999 г. [4].
В этой работе было предложено использование конуса для формирования канала доставки греющего лазерного
импульса через хольраум [4]. С 2000 г. использование конусов обсуждается очень широко [2, 518], а также
работу [3], в которой говорится о мишенях с коническими отверстиями.
В настоящее время сценарии инициирования термоядерных микровзрывов с разделением сжатия и нагрева
горючего обычно называются «быстрым поджигом» («fast ignition», иногда это словосочетание переводится
и как «быстрое зажигание»). Данный термин был введен в работе [19] для описания процесса, включающего
в себя три стадии: сжатие капсулы с горючим до высокой плотности без сильного нагрева, «сверление отверстия» в короне капсулы, нагрев достаточно большой области высокоплотного горючего до температуры зажигания надтепловыми электронами, созданными высокоинтенсивным лазерным импульсом, проходящим через
вышеупомянутое отверстие.
Быстрый поджиг, трактуемый в современном, т. е. широком, смысле, эквивалентен инициированию термоядерного взрыва при помощи так называемой «запальной свечи» («sparkplug»), т. е. нагреву сжатого термоядерного горючего при помощи реакции деления, происходящей в результате сжатия специального конструкционного элемента [20].
Отметим, что в работе [18] первое упоминание «быстрого поджига» сопровождается ссылкой на [19] и работу Т. Яманаки (T. Yamanaka), изданную в 1977 г.
Использование конусов или конических отверстий представляет интерес для нескольких методов нагрева
сжатого горючего [113,1518]. Так, например, в литературе широко обсуждается нагрев ионами, создаваемыми посредством облучения тонких пленок лазерным излучением (такие ионы часто описываются термином
«ионы, ускоренные лазером») [3, 911, 16, 17, 21, 22]. Конус или коническое отверстие позволяет разместить
такую пленку на сравнительно малом расстоянии от горючего [3, 911, 16, 17]. Это полезно для предотвращения сильного уменьшения интенсивности бомбардировки горючего вследствие разброса скоростей ионов и их
дефокусировки [3, 911, 16, 17]. Проблемы, связанные с выбором ускоренных лазером ионов для нагрева сжатого горючего, рассмотрены в работах [3, 11, 16, 22] и главе 2. Использование конусов при реализации некоторых других сценариев быстрого поджига рассмотрено в главе 3.
2
Снежинск, 812 сентября 2003 г.
2. Оптимальный состав пленки, используемой в качестве источника ускоренных лазером ионов
2.1. Общие требования к бомбардирующим ионом
Для реализации любого сценария быстрого поджига необходимо выполнить ряд условий. В частности, при
использовании ионов интенсивность I bomb бомбардировки нагреваемой области сжатого горючего, обычно
называемой «горячим пятном», должна быть достаточно высока [3, 911, 16, 17, 2124]. Отметим, что термин «интенсивность бомбардировки» можно использовать и при нагреве горючего быстрыми электронами,
возникающими в результате лазерного облучения конуса или самого горючего [4, 5, 7, 12, 13, 15, 18]. Для метода, предложенного в работе [1], и нагрева горючего рентгеновским излучением [3, 25, 26] лучше использовать термин «интенсивность облучения».
Эффективность быстрого поджига будет высока только в том случае, если характерное значение пробега
R греющих частиц в сжатом горючем не слишком велико [3, 911, 16, 17, 19, 2124, 27].
Пробег заряженной частицы с фиксированным зарядом в любой среде возрастает при увеличении ее кинетической энергии [3, 10, 11, 17, 22, 2730]. Увеличение интенсивности I лазерного излучения, ускоряющего
ионы, приводит к увеличению как интенсивности I i 0 потока ионов вблизи облучаемой пленки (или, говоря
более строго, вблизи плазмы, формирующейся из этой пленки), так и характерных и максимальных значений
кинетической энергии иона ε [3, 22].
В ряде работ рассматриваются вопросы, связанные с быстрым поджигом ускоренными лазером протонами
3
[3, 10, 11, 16, 17, 21, 22]. При этом полагается, что горючее сжато до плотности ρ порядка 100 г/см [3, 10, 11,
16, 17, 21, 22]. Анализ, учитывающий требования к нагреву сжатого дейтерий–тритиевого горючего и зависимости ε typ (I ) , где ε typ  характерное значение ε , R(ε) и I i 0 ( I ) , показал, что эффективный быстрый поджиг
дейтерий–тритиевого микровзрыва несфокусированным потоком ускоренных лазером протонов невозможен [16]. Ранее аналогичный вывод был сделан в работе [21]. Сценарии, рассматриваемые в [3], соответствуют
противоположной точке зрения. Выяснение вопроса о возможности эффективной фокусировки протонов и других ускоренных лазером ионов требует дополнительного исследования. В частности, данные из работ [31, 32] позволяют предположить, что существенные технические трудности могут быть связаны с разбросом направлений вылета протонов и других ионов из облучаемой пленки [16].
Вопрос о возможности эффективного быстрого поджига потоком ускоренных лазером дейтронов также
неясен [3, 22], использование одних тритонов, по–видимому, нецелесообразно.
3
При сжатии дейтерий–тритиевого горючего до ρ порядка 100 г/см необходимость фокусировки ускоренных лазером ионов может быть устранена за счет использования ионов элементов с достаточно большими
атомными номерами Z [3, 16, 22]. Это во многом связано с тем, что основная зависимость силы торможения
иона в среде от степени его ионизации Z ' описывается множителем Z '2 (см., например, [3,22,28–30]). Отметим, что Z ' может отличаться от Z [3], [29, стр. 141142].
В работе [3] было отмечено, что преимуществом элементов со сравнительно малыми значениями Z являются малые потери на тормозное излучение и малый разброс Z ' , приводящий к малому разбросу пробегов
ионов. При этом представлена модель, согласно которой максимальное значение Z составляет 3÷ 4 при
нагреве дейтерий–тритиевого горючего и 5÷ 6  при нагреве чистого дейтерия [3]. В работе [22] анализируется нагрев дейтерий–тритиевого горючего при Z ≤ 4 .
В работе [16] представлены оценки, согласно которым при сжатии дейтерий–тритиевого горючего до
ρ = 300 г/см
3
(1)
требования малости радиационных потерь и разброса Z ' выполняются по крайней мере при
Z ≤6 .
(2)
Это связано в основном с быстрой туннельной ионизацией ионов ускоряющим полем и малостью энергии
ε irad излучения, испускаемого одним попавшим в топливо ионом за оптимальное времени topt бомбардировки
горячего пятна, по сравнению с ε typ [16]. При выполнении условия (2) радиационные потери на стадии ускорения ионов, т. е. радиационные потери из плазмы, формирующейся из облучаемой пленки, также достаточно
e
, соответствующей
малы [16]. Отметим, что для описания этих потерь удобно пользоваться энергией ε rad
потерям энергии одного электрона [16].
3
VII Забабахинские научные чтения
Модель, использовавшаяся в работе [16], основана на следующих предположениях. Полагалось, что ε typ
определяется условием
2
R(ε = ε typ , ρ = 300 г/см 3 , Te =12 кэВ) =1,2 г/см ,
(3)
где Te  электронная температура горючего. Выбор этого условия основан на данных из работ [10, 11, 23]
и, очевидно, соответствует нагреву горячего пятна до
Te = 12 кэВ
(4)
[16]. Предполагалось, что пленка, используемая в качестве источника ионов, состоит из атомов одного изотопа
одного химического элемента и облучается лазерным излучением с длиной волны λ =1 мкм [16]. Для оценки
зависимостей I i 0 и ε typ от I , материала пленки и λ использовались выражения из работы [22]. Для оценки
R использовалась формула (4) из работы [22] c введением дополнительного множителя 1,5 (1) в [16]. Полагалось, что
(5)
t opt ≈ 2,1⋅10 −11 с,
а I bomb должна удовлетворять условию
2
min = 6,82 ⋅1019 Вт/см .
I bomb ≥ I bomb
(6)
Данный выбор основан на модели, представленной в работе [23], и условии (1).
Верхняя граница Z , рассматривавшаяся в [16], обусловлена тем, что при расчете ε irad , ε erad и других величин использовалось предположение о полной ионизации бомбардирующих ионов как на стадии ускорения,
так и после попадания в сжатое горючее. При этом значения ε irad и ε erad , полученные в Борновском приближении, позволяли предположить, что радиационные потери будут приемлемо малы и при некоторых Z ,
превышающих шесть [16]. Одна из проблем, связанных с точным значением верхней границы приемлемых
значений Z , состоит в том, что при слишком больших Z будут слишком велики потери энергии, соответствующие линейчатому спектру ионов, находящихся в сжатом горючем [3, 16 ,33, 34]. Анализ, представленный
ниже, показал, что эти потери приемлемы, во всяком случае, при наиболее интересных с технической точки
зрения значениях
(7)
Z ≤14 .
По–видимому, при этом будет приемлем и разброс Z ' как на стадии ускорения ионов, так и при их торможении в сжатом горючем. Отметим, что при характерных значениях Te , соответствующих условиям быстрого
поджига, радиационные потери, связанные с рекомбинационным излучением, пренебрежимо малы.
2.2. Радиационные потери и кинетические энергии ускоренных лазером ионов
Очевидно, что точный расчет ε irad , учитывающий линейчатый спектр, очень сложен. В дополнение к проблемам, связанным с расчетом радиационных потерь несжатой плазмы, возникают трудности, связанные
3
со сжатием горючего. При ρ порядка 100 г/см существенна экранировка поля ядра свободными электронами.
Если сжатие горючего сопровождалось достаточно слабым нагревом, на начальном этапе его бомбардировки
может проявиться влияние вырождения электронов на свойства связанных состояний (отметим, что оба этих
эффекта изучались в связи с их влиянием на свойства экситонов в квантовых ямах [35, 36]. Тем не менее, для
доказательства приемлемости линейчатых потерь при выполнении условия (7) достаточно использовать модель, учитывающую только переходы между 2p и 1s уровнями водородоподобных ионов. Дело в том, что
в условиях, характерных для эффективных сценариев быстрого поджига, эти переходы оказываются довольно
медленными, вследствие чего соответствующая им мощность излучения оказывается сравнительно малой.
«Запас малости» этой мощности показывает, что изменение положения энергетических уровней и скоростей
переходов между ними под влиянием свободных электронов и связывание двух и более электронов с одним
ядром не могут привести к «катастрофическому» увеличению ε irad . Отметим, что в ряде физически интересных случаев экранировка поля ядра приведет к исчезновению связанных состояний с главным квантовым числом, превышающим единицу, т. е. к полному исчезновению переходов между связанным состояниями. Подробности будут представлены в отдельной работе.
4
Снежинск, 812 сентября 2003 г.
Изолированный атом водорода в состоянии 2p можно рассматривать как источник спонтанного излучения
мощностью, приблизительно равной 1,01⋅10 −9 Вт [37]. Поэтому изолированный водородоподобный ион элемента с атомным номером Z в состоянии 2p можно рассматривать как источник спонтанного излучения мощностью
PZspont ≈ Z 6 ⋅1,01⋅10 −9 Вт.
(8)
Множитель Z 6 обусловлен тем, что разность энергий уровней 2p и 1s определяется выражением
∆E ≈ Z 2 ⋅10,2 эВ,
(9)
а скорость спонтанных переходов между этими уровнями пропорциональна Z 4 [37].
Рассмотрим ситуацию, когда водородоподобный ион в состоянии 2p испытывает влияние равновесного
излучения с температурой TR . Учитывая спонтанные и вынужденные переходы, получаем, что этот ион является источником излучения мощностью


1
PZ = PZspont 1+
.
exp(
∆
/
)
−
1
E
T


R
(10)
Значения произведения PZ topt , соответствующие уравнениям (5, 810),
TR =12 кэВ
(11)
и нескольким элементам, удовлетворяющим условию (7), приведены в табл. 1. Отметим, что, согласно (5, 810),
PZ (TR >> ∆E )[Вт] ≈ 9,9 ⋅10 −7 ⋅ Z 2 ⋅ TR [кэВ] ,
(12)
PZ (TR >> ∆E ) ⋅ t opt [МэВ] ≈1,3 ⋅10 −5 ⋅ Z 4 × TR [кэВ].
(13)
Отметим также, что использование выражений (10,11) приводит к завышению роли вынужденных переходов.
Таблица 1
br
Некоторые значения PZ t opt и ε i,rad
.
6
8
9
11
14
PZ t opt , МэВ
0,206
0,657
1,06
2,41
6,52
,br
, МэВ
ε irad
0,632
1,12
1,42
2,13
3,44
Z
При оценке максимально возможных потерь на тормозное излучение из сжатого горючего будем считать,
что ионы полностью ионизованы и неподвижны, экранирование поля ядра несущественно, Te определяется
условием (4) [16]. Согласно этим предположениям, условиям (1,5) и Борновскому приближению, вклад тор,br
мозного излучения ε irad
в ε irad можно представить в виде
,br
[МэВ] ≈1,76 ⋅10 −2 ⋅ Z 2
ε irad
(14)
,br
[16,30]. Рассчитанные согласно этому уравнению значения ε irad
представлены для нескольких удовлетво-
ряющих условию (7) элементов в табл. 1.
Отметим, что в некоторых случаях тормозное излучение может охлаждать термоядерное горючее за счет
процесса, называемого обратным эффектом Комптона или комптонизацией [38, 39]. Этот процесс заключается
в том, что мягкие фотоны тормозного излучения рассеиваются на электронах и отбирают у них часть энергии
[38, 39]. По видимому, комптонизация иногда может проявиться и при рассеянии фотонов, рождающихся
в результате переходов электронов между связанными состояниями. Легко показать, что при быстром поджиге
дейтерий–тритиевых микровзрывов комптонизация несущественна, так как характерный пробег фотона, соответствующий комптоновскому рассеянию, значительно превышает размеры горячего пятна (здесь подразумевается, что горючее содержит достаточно большое количество трития; [16, 23, 30, 38, 39]. При этом горячее
5
VII Забабахинские научные чтения
пятно не является прозрачным для фотонов тормозного излучения вследствие поглощения на свободно–свободных переходах. Это можно показать используя, например, выражения, представленные в [23, 33]. В некоторых случаях могут проявиться и другие механизмы пленения излучения. Таким образом, расчеты в приближении оптически тонкой плазмы позволяют оценить максимально возможные радиационные потери горячего
пятна [16].
Для определения значений ε typ , соответствующих условию (3), воспользуемся формулой
R≈
0,625 ATe2
π me e 4 N A2 Z ' 2
u1
udu
∫ ΛG ,
(15)
u0
где A  атомная масса бомбардирующего иона, me  масса электрона, e  абсолютная величина его заряда, N A  число Авогадро, u0 = 3N A me / A , u1 = N A me ε /( ATe ) , Λ  кулоновский логарифм, определяемый
выражением

N A ρ  Z ' N A me  
1 +

Z'
2,5 
Au  

,
(16)
Λ ≈ 33 − ln
 (T [кэВ])3 / 2 (1 + u ) 
e




u
∫
G = dt t exp(−t ) −
0
N A me
u exp[−u ].
A
(17)
Формулы (15–17) являются аналогом формул (13) работы [22], различие заключается в учете возможности отличия Z ' от Z .
В табл. 2 приведены энергии ε typ , соответствующие выражениям (3, 1517) и полностью ионизованным,
водородоподобным и гелийподобным ионам элементов с 6 ≤ Z ≤ 9 и 11≤ Z ≤14 (неон не рассматривается в связи
с тем, что использование его для быстрого поджига представляется затруднительным или даже невозможным).
,br
Сравнение этих энергий со значениями PZ topt и ε irad
из табл. 1 показывает, что при выполнении условия (7)
радиационные потери из сжатого топлива вполне приемлемы. Можно показать, при этом будут достаточно
малы и радиационные потери из облучаемой пленки (см. также [16]).
Таблица 2
Некоторые значения ε typ , соответствующие выражениям (3, 1517)
Ион
12
ε typ , МэВ
Ион
ε typ , МэВ
Ион
ε typ , МэВ
Ион
ε typ , МэВ
C
+4
12
C
+5
12 +6
C
14 +5
N
14 +6
N
14 +7
N
41
87
155
76
139
222
16 +6
O
16 +7
O
16 +8
O
19 +7
F
19 +8
F
19 +9
125
203
301
179
271
381
23
+9
Na
340
27
Al
+11
549
23
+10
Na
460
27
Al
+12
693
23
+11
Na
594
27
Al
+13
846
24
Mg
+10
449
28
Si
+12
681
24
Mg
+11
582
28
Si
+13
835
F
24
Mg
+12
723
28
Si
+14
997
По–видимому, туннельная ионизация ускоряющим полем и фотоионизация приведут к тому, что на стадиях
ускорения и подлета иона к сжатому горючему с его ядром будет связано не более двух электронов, но этот
вопрос требует дополнительного исследования [16, 40], [41, стр. 226231].
Вероятно, на стадии движения иона в горючем Z ' можно считать равным Z , так как при попадании
не полностью ионизованного иона в горючее произойдет быстрая столкновительная ионизация, а захвату электронов движущимся ионом будет препятствовать экранирование поля ядра и столкновительная ионизация
состояний с главным квантовым числом, превышающим единицу. По–видимому, значения εtyp из табл. 2,
соответствующие водородоподобным и гелийподобным ионам, практически не имеют физического смысла.
+11
В качестве примера рассмотрим столкновительную ионизацию иона Al
в основном состоянии, т. е. в со+12
стоянии с двумя 1s  электронами. Энергия связи электрона в этом ионе, а также в 1s  состоянии иона Al ,
6
Снежинск, 812 сентября 2003 г.
составляет приблизительно 2 кэВ. Кинетическая энергия 549 МэВ (см. табл. 2) соответствует скорости электрона с кинетической энергией, приблизительно равной 11 кэВ. Согласно условию (1), концентрация электронов
в горючем приблизительно равна 7,23⋅10 25 см–3. При Te ≤12 кэВ для нескольких десятков процентов этих элек+12
~
тронов сечения столкновительной однократной ионизации рассматриваемого иона и ионизации иона Al
2
в 1s  состоянии практически на любом этапе их движения будут порядка 10 −21 см [4244]. Это соответствует отрыву обоих электронов на пути порядка одного микрона или менее, тогда как условия (1, 3) соответствуют торможению на пути, приблизительно равном 40 мкм.
Уравнения (1017), данные из табл. 1, 2 и анализ радиационных потерь из облучаемой пленки, связанных
с тормозным излучением [16], показывают, что радиационные потери были бы достаточно малы и при некоторых значениях Z > 14 . Выбор условия (7) обусловлен тем, что приемлемые значения Z и ε typ будут определяться и проблемами, связанными с ускорением ионов, т. е. с созданием достаточно больших ускоряющих полей и обеспечением расстояний, необходимых для ускорения. Вполне возможно, что оптимальное значение
Z меньше 14.
Отметим, что приведенная в таблице 2 энергия ε typ иона 12С+6 равна 155 МэВ, тогда как методика расчета R , использовавшаяся в [16], дает, что условие (3) выполняется, когда эта энергия равна приблизительно 195 МэВ. Согласно модели, предложенной в [22],
2
min .
I i 0 (λ = 1 мкм, ε typ =155 МэВ ) ≈ 2,31⋅10 20 Вт/см ≈ 3,38× I bomb
Таким образом, уменьшение ε typ до 155 МэВ не приводит к исчезновению возможности быстрого поджига
12 +6
несфокусированным потоком ионов С , ускоренных лазером. Отметим также, что, согласно (1,1517), про12 +6
2
2
бег иона С с ε = 195 МэВ при Te = 12 кэВ составляет приблизительно 1.38 г/см , а равенство R = 1,2 г/см
выполняется для такого иона при Te ≈ 10,6 кэВ.
2.3. Разлет пленки  источника ионов вследствие воздействия фотонов, испускаемых горючим
В настоящее время неясно, может ли одновременное облучение всей рабочей поверхности пленки  источника ионов обеспечить достаточно длительную бомбардировку горячего пятна [16]. Возможно, что для
решения этой задачи придется разделить пленку на несколько последовательно облучаемых участков [16]. При
разработке таких сценариев необходимо учитывать фотоионизацию неиспользованных участков пленки фотонами, испускаемыми разогретым горючим [16]. Возможно, что некоторое подавление этого эффекта будет
обеспечено мембраной, предложенной в работе [3] для защиты пленки от частиц, вылетающих из горючего [16]. Оптимизация конструкции такой мембраны требует специальных теоретических и экспериментальных исследований. Так, возможно, что для предотвращения быстрого просветления она должна содержать
слой из элемента с достаточно большим Z , а для предотвращения роста радиационных потерь из горючего
в результате распыления этого слоя  слой из материала с малым Z (например: дейтерий–тритиевой смеси),
размещенный со стороны горючего [16, 21, 45, 46].
Возможно, однако, что даже при отсутствии защитной мембраны или ее быстром полном просветлении
скорость v f разлета плазмы, образующейся в результате фотоионизации неиспользованного участка пленки –
источника ионов, будет приемлемо мала.
Оценим v f как скорость разлета плазмы с электронной температурой T f , определяемой фотоионизацией
пленки излучением абсолютного черного тела с температурой
Tbb =1 кэВ.
(18)
Сразу же отметим, что зависимость v f (Tbb ) очень слабая. Использование предположения о тепловом спектре ионизирующего излучения обусловлено вышеупомянутым сильным поглощением тормозного излучения
на свободно–свободных переходах.
Для определенности рассмотрим углеродную пленку. Свертка сечений фотоионизации уровней атома
углерода со спектром теплового излучения дает, что средняя энергия фотоэлектрона ε phot приблизительно
равна 370 эВ [8, 47, 48]. Пренебрежем всеми процессами охлаждения и предположим, что
Tf ≈
vf =
2
ε phot ≈ 250 эВ,
3
5( Z * +1) N AT f
3 A*
,
(19)
(20)
VII Забабахинские научные чтения
7
где Z * и A*  степень ионизации и атомная масса иона рассматриваемой плазмы [49]. Отметим, что используемое значение ε phot больше энергии Оже–электрона, приблизительно равной 270 эВ [47,50,51]. Поэтому
неучет Оже–процессов в выражении (19) не приводит к занижению T f . Подставляя в (20) максимально возможное значение Z * = 6 , A* = 12 и (19), получаем
v f ≈ 1,5⋅10 7 см/c.
(21)
Очевидно, что до облучения лазером плазма, образующаяся из любого участка пленки, разлетится не более
чем на v f t opt ≈ 3,2 мкм (5,21). Возможно, что такой разлет вполне приемлем.
Вышеупомянутая слабая зависимость v f (Tbb ) обусловлена слабыми зависимостями v f (T f ) и ε phot (Tbb ) .
Например, можно показать, что ε phot (Tbb = 12 кэВ ) ≈ 890 эВ. Таким образом, в рамках рассматриваемой модели 12–кратное увеличение Tbb приведет к увеличению v f приблизительно на 55 % (20).
Усиление радиационного охлаждения плазмы при увеличении Z может быть позитивным фактором,
уменьшающим T f и, как следствие, v f . Возможно, что этот эффект, а также уменьшение отношения
( Z * +1) / A* вследствие неполной ионизации, проявятся при выборе бомбардирующих ионов со сравнительно
большими значениями Z , равными, например, 11÷14 . Кроме того, возможно, что для уменьшения v f за счет
радиационного охлаждения целесообразно ввести в состав всей пленки  источника ионов или одного или
нескольких участков, облучаемых в последнюю очередь, примесей одного или нескольких элементов со сравнительно большими Z . Эти примеси могут равномерно распределяться по всей толщине пленки или формировать один или несколько отдельных слоев. Отметим, что фотоны с энергиями порядка 100 эВ, излучаемые
пленкой в сторону горючего, будут, по–видимому, довольно эффективно нагревать его [3, 25, 26].
В некоторых случаях увеличение отношения времени бомбардировки горячего пятна к длительности t g генерации ионов одним участком пленки произойдет за счет разброса скоростей ионов [911, 16, 17, 21]. Для
использования этого эффекта при расположении пленки вблизи сжатого горючего можно использовать пленку,
содержащие компоненты с разными отношениями Z / A . В частности, может оказаться целесообразным использование трития как компонента с малой величиной этого отношения. Отметим, что источники ионов, состоящие из смеси разных элементов, упоминаются в работе [3].
В принципе, для уменьшения отношения topt / t g можно использовать и увеличение ρ , приводящее
к уменьшению t opt [16, 23].
3. Использование конусов в других сценариях быстрого поджига
Конуса могут быть использованы и в нескольких сценариях быстрого поджига, не связанных с прямым воздействием лазерного излучения на сжатое горючее или лазерным ускорением ионов.
При нагреве сжатого горючего тяжелыми ионами, ускоренными «традиционными» методами, конус позволит сильно уменьшить дефокусировку пучка, обусловленную фотоионизацией [8].
В литературе обсуждается нагрев сжатого горючего быстрыми электронами, создаваемыми при воздействии лазерного излучения на внутреннюю поверхность конуса [18]. В такой ситуации конус будет также фокусировать лазерное излучение и электроны (фокусировка электронов связана с генерацией магнитных полей) [18]. Отметим, что вопрос о возможности эффективного нагрева сжатого горючего несфокусированным
потоком создаваемых лазерным излучением электронов неясен из–за проблем, связанных с необходимостью
одновременного обеспечения высокой интенсивности бомбардировки и сравнительно малых характерных пробегов электронов [27].
В работах [52,53] было предложено нагревать сжатое горючее одной или двумя кумулятивными струями,
создаваемыми при сжатии специальных конусов удерживаемым в хольрауме излучением. Вопрос о работоспособности таких сценариев требует дополнительного исследования. Возможно, что использование внутреннего
пространства дополнительного конуса в качестве канала распространения канала кумулятивной струи будет
полезно для уменьшения ее дефокусировки вследствие фотоионизации, а также для доставки энергии во внутренние области сжатого горючего. Возможно также, что нагрев сжатого горючего через конус может производиться кумулятивной струей, создаваемой лазерным импульсом или сравнительно маломощным микровзрывом [6, 54]. Отметим, что согласно работе [55, стр. 64], в 1945 г. Э. Ферми говорил об изучении возможности
инициирования крупномасштабного взрыва за счет впрыскивания в дейтерий–тритиевую смесь струи быстрых
дейтронов, создаваемых взрывом кумулятивной атомной бомбы.
8
Снежинск, 812 сентября 2003 г.
В работах [16, 40] был предложен быстрый поджиг при помощи микровзрыва в конусе, вершина которого
окружена сжатым горючим. Инициирование микровзрывов при сжатии горючего в конической полости было
предложено Ф. Винтербергом в 1968 г. [56]. Реализации этого метода при формировании полости в твердом
материале препятствует деформация вершины полости при сжатии горючего [5760] (отметим, что Л.П. Феоктистов был одним из авторов работы [57]). Возможно, что в ситуации, когда тонкостенный конус окружен сжа3
тым горючим с ρ порядка 100 г/см , этот эффект будет подавлен [16, 40]. В принципе, достаточно сильное
сжатие горючего, окружающего такой конус, может привести и к сжатию самого конуса и формированию
кумулятивной струи, вызывающей дополнительный нагрев горючего внутри конуса. Горючее внутри конуса
может нагреваться и специальным лазерным импульсом [5, 11, 16, 40, 60].
Необходимо отметить, что любая мишень с конусом для быстрого поджига имеет некоторое сходство с кумулятивным боеприпасом. Поэтому при использовании этих мишеней возможны нежелательные кумулятивные явления, которые способны привести к повреждению не только уязвимого оборудования, но и стенок
камеры, в которой происходят микровзрывы или осуществляются вспомогательные эксперименты, не приводящие к микровзрывам [6, 8, 16, 40]. Таким образом, могут потребоваться специальные меры безопасности,
например  «активная защита», обеспечивающая испарение так называемых ударных ядер и капель, возникающих в результате распада кумулятивных струй высокой плотности [6, 8, 16, 40]. Отметим, что направление
вылета кумулятивных струй и ударных ядер, возникающих в результате неудачных срабатываний мишеней,
летящих в камере реактора термоядерной электростанции, может оказаться труднопредсказуемым [16, 40].
Заключение
В настоящее время неясно, какие из обсуждаемых в литературе сценариев быстрого поджига являются
наилучшими. Это, в сочетании с потенциальными достоинствами быстрого поджига и фактом реализации его
крупномасштабного аналога, показывает необходимость исследования целого ряда предложений.
В заключение отметим, что достоинствами метода, предложенного в работе [1], являются сравнительно
низкие требования к интенсивности облучения горючего и, вероятно, высокая эффективность использования
энергии греющего излучения. Последнее связано с тем, что, как известно, отверстие в оболочке является близким аналогом поверхности абсолютно черного тела, т. е. объекта, поглощающего все падающее на него излучение. Возможно, что интенсивность лазерного излучения, сжимающего горючее в конусе, также может быть
сравнительно низкой [58, 60, 61]. Главное потенциальное преимущество методов, основанных на использовании ускоренных лазером ионов, заключается в возможности нагрева горючего при использовании лазерных
импульсов со сравнительно низкой энергией. Для реализации этого преимущества необходимо достичь высокого сжатия горючего и использовать в качестве основных или даже единственных бомбардирующих частиц
ионы элементов со сравнительно большим Z [10,23].
Автор благодарит В.Ю. Быченкова, Т.Б. Воляк, С.Ю. Гуськова, В.В. Коробкина, И.К. Красюка, М.Д. Тарана
и Л.Е. Щебелину за полезное обсуждение вопросов, рассматриваемых в данной работе.
Ссылки
1. Феоктистов Л.П. Горизонты ЛТС // В сборнике: Будущее науки. — М.: Знание, 1985. — Вып. 18. —
С. 168—182.
2. Гуськов С.Ю. Нужно сформулировать задачу. С. 85—89 в книге Лев и атом (Составители А.Ф. Емельяненков, С.К. Ковалева при участии А.И. Феоктистовой, А.Л. Феоктистова, И.Л. Цветковой; общее редактирование А.Ф.Емельяненкова). — М.: «Российская газета», «Воскресенье», 2003. — 392 С.
3. Гуськов С.Ю. Прямое зажигание мишеней инерциального термоядерного синтеза потоком ионов лазерной
плазмы // Квантовая электроника. — 2001. — Т. 31. — № 10. — С. 885—890.
4. Stephens R.B., Key M., Meier W., Moir R., Tabak M. The case for fast ignition as an IFE concept exploration program // Preprint UCRL−JC–135800, Lawrence Livermore National Laboratory. — 1999.
5. Norreys P.A., Allott R., Clarke R.J., Collier J., Neely D., Rose S.J., Zepf M., Santala M., Bell A.R., Krushelnick K.,
Dangor A.E., Woosley N.C., Evans R.G., Habara H., Norimatsu T., Kodama R. Experimental studies of the
advanced fast ignitor scheme // Phys. Plasmas. — 2000. — V. 7. — N 8. — P. 3721—3726.
6. Shmatov M.L. Containers to protect the direct drive thermonuclear targets in the reactor chamber // Preprint of
A.F.Ioffe Physical Technical Institute. — 2000. — N 1749.
7. Kodama R., Norreys P.A., Mima K., Dangor A.E., Evans R.G., Fujita H., Kitagawa Y., Krushelnick K., Miyakoshi
T., Miyanaga N., Norimatsu T., Rose S.J., Shozaki T., Shigemori K., Sunahara A., Tampo M., Tanaka K.A., Toyama Y., Yamanaka T., Zepf M. Fast heating of ultrahigh–density plasma as a step towards laser fusion ignition //
Nature. — 2001. — V. 412. — P. 798—802.
8. Shmatov M.L. Negative and positive influence of radiation emitted by hot thermonuclear target on cluster ion beam
moving toward the target // Fusion Eng. Des. — 2002. — V. 60. — P. 65—75.
VII Забабахинские научные чтения
9
9. Shmatov M.L. An example of requirements on focusing the ions, generated by ultrahigh–intensity laser beams, on
compressed thermonuclear fuel // Preprint of A.F.Ioffe Physical Technical Institute. — 2002. — N 1755.
10. Atzeni S., Temporal M., Honrubia J.J. A first analysis of fast ignition of precompressed ICF fuel by laser–accelerated protons // Nucl. Fusion. — 2002. — V. 42. — L1—L4.
11. Temporal M., Honrubia J.J., Atzeni S. Numerical study of fast ignition of ablatively imploded deuterium tritium
fusion capsules by ultra–intense proton beams // Phys. Plasmas. — 2002. — V. 9. — P. 3098—3107.
12. Kodama R., Shiraga H., Shigemori, Toyama Y., Fujioka S., Azechi H., Fujita H., Habara H., Hall T., Izawa Y.,
Jitsuno T., Kitagawa Y., Krushelnick K.M., Lancaster K.L., Mima K., Nagai K., Nakai M., Nishimura H.,
Norimatsu T., Norreys P.A., Sakabe S., Tanaka K.A., Youssef A., Zepf M., Yamanaka T. // Nature. — 2002. —
V. 418. — P. 933—934.
13. Callahan D.A., Hermann M.C., Tabak M. Progress in heavy ion target capsule and hohlraum design // Laser Part.
Beams. — 2002. — V. 20. — P. 405—410.
14. Shmatov M.L., Petzoldt R.W., Valmianski E.I. Measures to provide survival of the direct drive and fast ignition, direct compression targets in the reaction chamber // Fusion Sci. Technol. — 2003. — V. 43. — N 3. —
P. 312—320.
15. Norimatsu T., Nagai K., Takeda T., Mima K., Yamanaka T. Update for the drag force on an injected pellet and target fabrication for inertial fusion // Fusion Sci. Technol. — 2003. — V. 43. — N 3. — P. 339—345.
16. Shmatov M.L. Some problems related to heating the compressed thermonuclear fuel through the cone // Fusion Sci.
Technol. — 2003. — V. 43. — N 3. — P. 456—467.
17. Macchi A., Antonicci A., Atzeni S., Batani D., Califano F., Cornolti F., Honrubia J.J., Lisseikina T.V., Pegoraro F.,
Temporal M. Fundamental issues in fast ignition physics: from relativistic electron generation to proton driven ignition // Nucl. Fusion. — 2003. — V. 43. — P. 362—368.
18. Tanaka K.A., Kodama R., Mima K., Kitagawa Y., Fujita H., Miyanaga N., Nagai K., Norimatsu T., Sato T., Sentoku Y., Shigemori K., Sunahara A., Shozaki T., Tanpo M., Tohyama S., Yabuuchi T., Zheng J., Yamanaka T. Basic and integrated studies for fast ignition // Phys. Plasmas. — 2003. — V. 10. — N 5, Pt. 2. — P. 1925—1930.
19. Tabak M., Hammer J., Glinsky M.E., Kruer W.L., Wilks S.C., Woodworth J., Campbell E.M., Perry M.D. Ignition
and high gain with ultrapowerful lasers // Phys. Plasmas. — 1994. — V. 1. — N 5. — P. 1626—1634.
20. Gsponer A., Hurni J.–P. Fourth generation nuclear weapons. The physical principles of thermonuclear explosives,
inertial confinement fusion, and the quest for fourth generation nuclear weapons // INESAP Technical Report. —
th
1999. — No. 1, 5 edition.
21. Roth M., Cowan T.E., Key M.H., Hatchett S.P., Brown C., Fountain W., Johnson J., Pennington D.M., Snavely
R.A., Wilks S.C., Yasuike K., Ruhl H., Pegoraro F., Bulanov S.V., Campbell E.M., Perry M.D., Powell H. Fast ignition by intense laser–accelerated proton beams // Phys. Rev. Lett. — 2001. — V. 86. — N 3. — P. 436—439.
22. Быченков В.Ю., Розмус В., Максимчук А., Умштадтер Д., Капчак К.И. Быстрый поджиг на основе легких
ионов // Физика плазмы. — 2001. — Т. 27. — № 12. — С. 1076—1080.
23. Atzeni S. Inertial fusion fast ignitor: Igniting pulse parameter window vs penetration depth on the heating particles
and the density of the precompressed fuel // Phys. Plasmas. — 1999. — V. 6. — N 8. — P. 3316—3326.
24. Piriz A.R., Sanchez M.M. Analytic model for the dynamics of fast ignition // Phys. Plasmas. — 1998. — V. 5. —
P. 2721—2726.
25. Shmatov M.L. Space propulsion systems utilizing ignition of microexplosion by distant microexplosion and some
problems related to ignition of microexplosion by distant microexplosion // Preprint of A.F.Ioffe Physical Technical
Institute. — 1999. — N 1736.
26. Shmatov M.L. Space propulsion systems utilising ignition of microexplosion by distant microexplosion and some
problems related to ignition of microexplosion by distant microexplosion // JBIS. — 2000. — V. 53. — N 1/2. —
P. 62 — 72.
27. Johzaki T., Mima K., Nakao Y., Yokota T., Sumita H. Analysis of core plasma heating by relativistic electrons in
fast ignition // Fusion Sci. Technol. — 2003. — V. 43. — N 3. — P. 428—436.
28. Фрауэнфельдер Г., Хенли Э. Субатомная физика. Перевод с англ. — М.: Мир, 1979. — 736 С.
29. Сивухин Д.В. Общий курс физики. Т. 5, часть 2. Ядерная физика. — М.: Наука, 1989. — 416 С.
30. Берестецкий В.Б., Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Квантовая электродинамика (Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М.
Теоретическая физика. Т. IV), 2–е изд. — М.: Наука, 1980. — 704 С.
31. Wilks S.C., Langdon A.B., Cowan T.E., Roth M., Singh M., Hatchett S., Key M.H., Pennington D., MacKinnon A.,
Snavely R.A. Energetic proton generation in ultra–intense laser–solid interactions // Phys. Plasmas. — 2001. — V.
8. — N 2. — P. 542—549.
32. Sentoku Y., Bychenkov V.Y., Flippo K., Maksimchuk A., Mima K., Mourou G., Sheng Z.M., Umstadter D. High–
energy ion generation in interaction of short laser pulse with high–density plasma // Appl. Phys. B. — 2002. —
V. 74. — P. 207—215.
33. Спитцер Л. Физика полностью ионизованного газа, 2–е изд. Перевод с англ. — М.: Мир, 1965. — 212 С.
34. Виноградов А.В., Шляпцев В.Н. Характеристики лазерно–плазменного рентгеновского источника (обзор) //
Квантовая электроника. — 1987. — Т. 14. — № 1. — С. 5—26.
35. Kleinman D.A. Theory of exitons in semiconductor quantum wells containing degenerate electrons or holes // Phys.
Rev. B. — 1985. — V. 32. — N 6. — P. 3766—3771.
10
Снежинск, 812 сентября 2003 г.
36. Аверкиев Н.С., Г.Е.Пикус, Шматов М.Л. Поверхностные экситоны и акцепторы в МДП структурах // ФТТ.
— 1988. — Т. 30. — В. 11. — С. 3276—3284.
37. Бете Г., Солпитер Э. Квантовая механика атомов с одним и двумя электронами. Перевод с англ. —
М.: Физматгиз, 1960. — 564 С.
38. Феоктистов Л.П. Термоядерная детонация // УФН. — 1998. — Т. 168. — № 11. — С. 1247—1255.
39. Gsponer A., Hurni J.P. Comment on «Deuterium–tritium fusion reactors without external fusion breeding» by
S.Eliezer et al. (Phys. Lett. A 243 (1998) 311) // Phys. Lett. A. — V. 253. — N 1—2. — P.119—121.
40. Shmatov M.L. Some problems related to heating the compressed thermonuclear fuel through the cone // Preprint of
A.F.Ioffe Physical Technical Institute. — 2002. — N 1759.
41. Делоне Н.Б., Крайнов В.П. Нелинейная ионизация атомов лазерным излучением. — М.: Физматлит,
2001. — 312 С.
42. Tawara H., Kato M. Electron impact ionization data for atoms and ions –up – dated in 1998 // Research Report
NIFS — DATA Series. — 1999. — NIFS — DATA — 51.
43. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т. III. Квантовая механика. Нерелятивистская теория,
3−е изд. М.: Наука, 1974. — 752 С.
44. Пресняков Л.П. Ионизация // Физическая энциклопедия (Гл. ред. Прохоров А.М.).  М.: Советская энциклопедия, 1990. Т. 2. — С. 193—195.
45. Endo T., Shiraga H., Nishimura H., Fujishima A., Shigemori K., Kato Y., Nakai S., Yamanaka C. Experimental
observation of transmission– and self–emission–type radiation transport in X–ray produced plasmas // Phys.
Rev. E. — 1994. — V. 49. — P. R1815—R1818.
46. Norreys P., Evans R., Key M., Kodama R., Krushelnick K., Rose S., Sangster T.C., Stevens R. The advanced fast
th
ignition concept — the next steps at the Rutherford Appleton Laboratory // Programme and Abstracts of 5 Workshop on fast ignition of fusion targets, Madeira, Portugal, June 18—22, 2001.
47. Shmatov M.L. Photoionization of clusters that heat indirectly driven thermonuclear target converters // Fusion
Technol. — 1998. — V. 33. — N 3. — P. 278—286.
48. Barfield W.D., Koontz G.D., Huebner W.F. Fits to new calculations of photoionization cross sections for low–Z
elements // J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer. — 1972. — V. 12. N 10. — P. 1409—1433.
49. Ho D.D.—M., Brandon S.T. Autoneutralization of space charge dominated beams for heavy ion fusion // Nuclear
Fusion. — 1996. — V. 36. — N 6. — P. 769—781.
50. Palmberg P.W., Riach G.E., Weber R.E., MacDonald N.O. Handbook of Auger electron spectroscopy. — Edina:
Physical Electronic Industries, 1972.
51. Joshi A., Davis L.E., Palmberg P.W. Methods of surface analysis. In: Methods and phenomena: their applications
in science and technology. V. 1 (Czanderna A.W., ed.), P. 159—221. — Amsterdam: Elsevier Scientific Company,
1975.
52. Winterberg F. On impact fusion // AIP Conf. Proc. — 1997. — No. 406. — P. 198—207.
53. Martinez–Val J.M., Eliezer S., Piera M., Velarde P.M. Jet–ignited indirect–drive inertial fusion targets // AIP Conf.
Proc. —1 997. — No. 406. — P. 208—215.
54. Velarde P.M., Martinez–Val J.M., Eliezer S., Piera M., Guillen J., Cobo M.D., Ogando F., Crisol A., Gonzalez L.,
Prieto J., Velarde G. Hypervelocity jets from conical hollow–charges // AIP Conf. Proc. — 1997. — No. 406. — P.
182—188.
55. Гончаров Г.А. Термоядерный проект СССР: предыстория и десять лет пути к водородной бомбе. С. 49—146
в книге История советского атомного проекта: документы, воспоминания, исследования. Вып. 2. (Ответственный редактор и составитель Визгин В.П.) — Санкт–Петербург: Издательство Русского Христианского
гуманитарного института, 2002. — 656 С.
56. Winterberg F. Implosion of a dense plasma by hypervelocity impact // Plasma Phys. — 1968 — V. 10. — N 1. —
P. 55—77.
57. Таран М.Д., Тишкин В.Ф., Фаворский А.П., Феоктистов Л.П., Шашков М.Ю. О моделировании схлопывания квазисферических мишеней в твердотельных конусах // Препринт Института прикладной математики
им. М.В.Келдыша АН СССР. — 1980. — № 127.
58. Марченко А.И., Урбан В.В. Двумерная газодинамическая кумуляция ударных волн в конической мишени //
Труды ИОФАН. — 1992. — Т. 36. — С. 112—124.
59. Вовченко В.И., Красюк И.К., Пашинин П.П., Прохоров А.М., Семенов А.Ю., Фортов В.Е. Физические процессы в конических мишенях // Труды ИОФАН. — 1992. — Т. 36. — С. 5—82.
60. Лебо И.Г. О нейтронном выходе в конических мишенях с дополнительным лазерным подогревом горючего
// Квантовая электроника. — 2000. — Т. 30. — № 5. — С. 409—415.
61. Боровский А.В., Коробкин В.В. Об эффективности конических мишеней для лазерного термоядерного синтеза // Квантовая электроника. — 1981. — Т. 8. — № 1. — С. 5—12.