Формирование интенсивных ионных потоков в генераторе нейтронов с лазерно-плазменным источником ионов Козловский Константин Иванович

Содержание к диссертации

Введение

ГЛАВА I. ПОЛУЧЕНИЕ ИНТЕНСИВНЫХ ПОТОКОВ УСКОРЕННЫХ ИОНОВ ИЗ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ ДЛЯ ГЕНЕРАТОРОВ НЕЙТРОНОВ

1.1. Эмиссионные параметры лазерно-плазменного источника ионов 43

1.2. Способы извлечения и ускорения ионов 46

1.3. Генераторы нейтронов с лазерно-плазменными источниками ионов Z&

1.4. Постановка задачи 34

ГЛАВА II. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ ПАРАМЕТ-

РОВ ИОННЫХ ПОТОКОВ И ПЛАЗМООЕРАЗУЩИХ МИШЕНЕЙ.... 3 6

2.1. Методика изучения разлета ионов в стационарном продольном магнитном поле

2.2. Метод магнитной изоляции электронов в ионном диоде с лазерно-плазменным анодом 40

2.3. Особенности применения масс-спектрометрической и коллекторной методик для изучения воздействия на лазерную плазму быстронарастающего магнитно го поля 45

2.4. Метод нейтронной диагностики потоков ускоренных

дейтронов 49

2.5. Методика определения поглощенной в мишени доли

энергии лазерного импульса 52.

ГЛАВА III. ФОРМИРОВАНИЕ ИНТЕНСИВНЫХ ИОННЫХ ПОТОКОВ ИЗ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ В МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ 60

3.1. Воздействие стационарного продольного магнитного поля на разлет ионов лазерной плазмы 60

3.2. Эмиссия ускоренных дейтронов в диоде с магнит

ной изоляцией электронов 6%

3.3. Ускорение ионов быстронарастающим магнитным

полем о 5

ГЛАВА ІV. ИССЛЕДОВАНИЕ ЛАЗЕРНОГО ИСТОЧНИКА ДЕЙТРОНОВ ДЛЯ ГЕНЕРАТОРА ИНТЕНСИВНЫХ ПОТОКОВ НЕЙТРОНОВ 90

4.1. Влияние длины волны лазерного излучения на выход дейтронов из плазмы 91

4.2. Тепловыделение на дейтеросодержащих мишенях в зависимости от параметров воздействующего лазерного излучения и их состава 95

ГЛАВА V. ЛАЗЕРНЫЙ ГЕНЕРАТОР НЕЙТРОНОВ (ЛГН) С ПОТОКОМ 2-Ю10 НЕЙТР/С

5.1. Общая схема и принцип работы І00

5.2, Ионный источник ЛГН 107

5.3. Источник ускоряющего напряжения с лазерным разрядником і 15

5.4. Физические характеристики ЛГН 12.7

5.5. Перспективы увеличения потока нейтронов и применение ЛГН 432.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ 137

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 144

• Эмиссионные параметры лазерно-плазменного источника ионов
• Методика изучения разлета ионов в стационарном продольном магнитном поле
• Воздействие стационарного продольного магнитного поля на разлет ионов лазерной плазмы
• Влияние длины волны лазерного излучения на выход дейтронов из плазмы
• Общая схема и принцип работы

Введение к работе

Широкое использование пучков ионов в различных областях науки, техники и народного хозяйства привлекает пристальное внимание к разработке и исследованию эффективных ионных источников и инжекторов. Это прежде всего связано с решением проблемы управляемого термоядерного синтеза. Инжекторы интенсивных потоков ионов могут также с успехом применяться в исследованиях по синтезу сверхтяжелых элементов, для ионной имплантации, в моделировании радиационных повреждений в конструкционных материалах,в изготовлении "ядерных фильтров", исследовании поверхностей материалов и, в частности, в нейтронных генераторах.

Среди разных типов источников ионов все большее распространение получает лазерно-плазменный источник. Это обусловлено рядом его особенностей: высокой степенью ионизации атомов практически любых элементов, высокой плотностью потока ионов, направленностью разлета ионов, простотой и компактностью эмиттирующей части источника. Поток ионов в таком источнике образуется в результате разлета сгустка плазмы, образованной на поверхности твердой мишени в вакууме импульсом излучения лазера с плотностью мощности ^ Кг Вт/см . Возможность эффективного использования лазерного источника ионов наглядно демонстрируется в таблице I, где приведены параметры современных малогабаритных низковольтных генераторов нейтронов с ионными источниками различного типа. Среди них наиболее перспективным для создания интенсивного управляемого генератора нейтронов с высокими потоками за импульс и в секунду является генератор с лазерным источником ионов. Так например, уже создана отпаянная лазерная нейтронная трубка с лазерным источником ионов, выход которой составляет -2» 10 нейтр/имп, а поток ^10 нейтр/с /38/.

ТАБЛИЦА I

Тип ис-ІУскоря-іТок дей- ІПовторя-точникаігощее {тронов и ,емость, ионов ]напря- jплотность Гц с ІРеак- A y\ А/см²

2-10-.

ПТ^А/см²

Ссылка

19,20 жение ітока

Пеннин-150 кВ га 1 до 5-Ю- «*ЧИМвМЫ*ИММ*

Дпитель-r Поток ность импульса, с нейтро-|Ция в !

2-I0^v _г-т ]> + D о до 5-Ю непр, тв«маі«н

10 и 0,3 | 12,5 !Высоко-1300 кВ U + 8-КГ³

2 + 4-Ю' fd9-2i|2Sr—j

1 22.23

I А/аГ

Дуопла-|150 кВ (3-Ю змотрон |

190 кВ З |0,2

Искро-I 24 ^вой - ІІ30 кВ

25,31 Іразер !Ю и 0,3 AaM^rftaMWa і —іі-

300 кВ № _{ко* D+D}

2-I0^v Ю¹⁰

2-IQ' І0Ї2

2.10* 2-Ю _D+D

2,5-10^е ІО⁸

МмМкаЛМ^^аМи^М МММШМЛМЫ^

2,5-10 ІО¹⁰ _{I-KD D+T}

2.10'

ЯГ 13

5-Ю' 5-Ю _1>+Т

5-Ю 5-Ю х - расчетные значения величин

Реализация же предельно возможных параметров генератора требует решения ряда вопросов и прежде всего проблемы формирования интенсивных ускоренных пучков ионов из разлетающегося лазерно--плазменного сгустка, представляющей ообой сложную физическую задачу. Причиной тому является высокая плотность потока ионов на небольших расстояниях от лазерной мишени, превышаяющая плотность тока, определяемую законом "трех-вторых" Богуелавского-Чайльда-Ленгмюра, а также специфические пространственно-временные параметры лазерной плазмы. Влияние объемного заряда извлекаемых из лазерной плазмы ионов не позволяет с помощью простого наложения электрического поля сформировать интенсивный пучок ускоренных ионов и тем самым реализовать ее высокие эмиссионные параметры. Увеличение ускоряющего напряжения в малогабаритной нейтронной трубке невозможно из-за развития сильной авто- и взрывной электронной эмиссии с антидинатронного электрода. Поэтому в /5#/ дальнейшее увеличение полученного нейтронного выхода в импульсе и в секунду за счет роста энергии лазерного импульса (выше ~0,1 Дж) и соответствующего этому увеличения числа ионов, а также роста ускоряющего напряжения (выше -150 кВ) не представляется возможным.

Хорошей основой для решения проблемы может стать использование в лазерно-плазменном источнике новых, успешно развиваемых в исследованиях по термоядерному управляемому синтезу методов извлечения ионов из плазмы с плотностью тока ^10 А/см и их последующего ускорения до энергии более 100 кэВ.

К устройствам, реализующим эти методы, относятся прежде всего сильноточные ионные диоды /2&/г диод с линчующимся электронным пучком, рефлексный триод или тетрод и диод с магнитной изоляцией электронов, отличающихся от ранее исследованных ускоряющих систем методами подавления электронного тока. Как будет показано в Гл.1, ионный диод с магнитной изоляцией (ДМИ) наиболее привлекателен для решения рассматриваемой проблемы прежде всего в силу легкости управления его параметрами и удобной геометрией электродов для использования лазерно-плазменного источника ионов. Диоды с магнитной изоляцией уже достаточно подробно исследованы в случае, когда ионы извлекаются из плазмы, образованной при поверхностном пробое диэлектрика на аноде /30/. На таких устройствах получены токи ионов ^,vI00 кА при плотности ^ 100 А/см , ускоренные до энергии ^500 кэВ в течение времени ^50 не. Однако ресурс стабильной работы этих устройств составляет лишь несколько десятков импульсов. Кроме этого, затруднительна работа таких диодов и в режиме частого повторения импульсов из-за нарушения вакуумного режима. Представляет поэтому интерес ранее не проводившиеся исследование вопросов формирования интенсивных потоков ускоренных ионов с помощью ДМИ на основе лазерно-плазменного источника ионов с целью реализации его вышеуказанных преимуществ, а также его высокого ресурса работы. Предворять такое исследование должно достаточно детальное изучение разлета ионов лазерной плазмы в магнитном поле ДМИ.

С развитием сильноточной электроники помимо техники ионных диодоз в которых при формировании пучка ионы отделяются от электронов, появилась реальная возможность ускорения сгустка плазмы как единого целого. В этом случае нет ограничения по плотности извлекаемого тока ионов, связанного с действием закона "трех-вторых", и могут быть достигнуты наиболее интенсивные пучки ионов. Такую возможность может дать использование быстронарастающего магнитного поля для воздействия на сгусток высокотемпературной лазерной плазмы. Известные и достаточно широко изученные индукционные ускорители плазмы /32/ не получили распространения в ускорительной технике вследствие широкого энергетического спектра и низкой эффективности ускорения ионов, обусловленных прежде всего не- продуктивным образованием сгустка плазмы самим быстронарастающим магнитным полем. Высокотемпературная лазерная плазма, обладающая достаточно малой массой и резкими границами, по-видимому, может служить лучшим объектом для ускорения в индукционной пушке. Однако подобных исследований с целью формирования интенсивных пучков ускоренных ионов ранее не проводилось.

Наконец для полной реализации возможностей лазерного источника дейтронов в генераторах нейтронов важно исследовать влияние длины волны излучения на выход дейтронов из образующейся плазмы. Такие сведения ранее не были получены, но они необходимы, например, для использования СО^-дазера, имеющего высоким КПД и работающего с большой частотой повторения импульсов.

Использование же высокой частоты следования импульсов в интенсивном генераторе нейтронов требует изучения степени нагрева дейтеросодержащих мишеней под воздействием лазерного излучения. Этот вопрос является также в настоящее время открытым. Тем не менее конкретные данные необходимы^ поскольку наиболее распространенные дейтеросодержащие мишени на основе титана и циркония не выдерживают без существенной десорбции газа температуры выше ~300С.

Таким образом, основной задачей настоящей работы является попытка объединения положительных качеств лазерно-плазменного источника и преимуществ перечисленных новых методов ускорения с целью решения проблем формирования интенсивных пучков ускоренных ионов. Более детально основные физические задачи, объединяемые возможностью создания интенсивного генератора нейтронов, можно сформулировать следующим образом: - анализ предельных эмиссионных характеристик лазерно-плазменного источника ионов, а также способов формирования на его основе интенсивных пучков ускоренных ионов ; исследование эмиссии ускоренных ионов в диоде с магнитной изоляцией и лазерно-плазменным анодом; изучение разлета ионов лазерной плазмы в продольном стационарном и быстронарастающем магнитных полях ;

К неисследованным ранее вопросам в плане формирования интенсивных потоков дейтронов относятся также: изучение влияния длины волны лазерного излучения на выход дейтронов из образующейся плазмы; исследование тепловыделения на мишени лазерного источника дейтронов в зависимости от ее состава и параметров излучения.

Результаты этих исследований с одной стороны имеют самостоятельное значение для развития физики ионных источников, с другой - дают возможность разработать малогабаритный лазерный генератор нейтронов (ЛГН) с выходом более I0¹⁰ нейтр/с. Для достижения этого было необходимо решить также следующие задачи: разработку в целом и исследование макета ЛГН с выходом более I0¹ нейтр/с; разработку интенсивного лазерного источника дейтронов ; разработку для ЛГН управляемого лазером коммутатора источника ускоряющего напряжения.

Настоящая работа и посвящена решению всех этих задач. Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения, изложена на І55 стр., содержит 40 рис. и I таблицу, в конце приведен список литературы из 106 наименований.

Эмиссионные параметры лазерно-плазменного источника ионов

К середине семидесятых годов лазерная плазма, образуемая импульсом излучения с плотностью мощности вплоть до I016 Бт/см,была изучена достаточно детально и всесторонне. Результаты исследований и физическая картина взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом изложены в обзорных работах /35-3 Г/, в сборниках /59-40/ и монографиях /41 2/. Сведения, важные с точки зрения практического использования лазерной плазмы как источника ионов, опубликованы в работах /4346/. В частности, в /46,47/, где исследован разлет ионного компонента лазерной плазмы на поздней, бесстолкновительной стадии, дано достаточно полное представление о способностях лазерной плазмы эмиттировать ионы с высокой плот 20 —2 Т ностью потока, превышающей 6 10 см «С на площади более 10 см в течение времени 1 мкс. Такая оценка эмиссионных возможностей лазерной плазмы, исходящая из данных /37 Г/, сводится к следующему.

При взаимодействии лазерного излучения с поверхностью твердой мишени в вакууме с плотностью мощности а равной или превышающей для большинства веществ 10 +10 Вт/см тонкий слой материала мишени испаряется и ионизируется. Поскольку на каждый испаренный атом пара выделяется энергия, превышающая энергию его ионизации, то у поверхности мишени в течение времени 10- образуется ядро высокотемпературной плазмы с плотностью Кг0 + 10 см"3. Харак-терные размеры такой плазмы для лазеров с импульной мощностью 10+100 МВт составляют 20 0,1+1 мм, что примерно равно диаметру пятна фокусировки лазерного излучения. Плотность электронов в сгустке плазмы оказывается больше критической для прохождения через нее излучения с длиной волны 0,7 + 10 икм. Поэтому такая плаз - 14 ма экранирует поверхность твердого тела и основная часть энергии импульса идет на нагрев образовавшегося сгустка. Однако при разлете первоначально полностью ионизированного сгустка плазмы часть ионов рекомбинирует и в результирующей плазме, на поздней стадии разлета, когда плазма становится бесстолкновительной для ионов, количество "закаленных", или непрорекомбинировавших ионов Wo зависит от CL , энергии лазерного импульса / , площади пятна фокусировки лїо и материала мишени. В большинстве случаев "закалка1 ионизационного состояния плазмы происходит на расстояниях от мишени 10% .

class2 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ ПАРАМЕТ-

РОВ ИОННЫХ ПОТОКОВ И ПЛАЗМООЕРАЗУЩИХ МИШЕНЕЙ class2

Методика изучения разлета ионов в стационарном продольном магнитном поле

Принципиальная схема установки по изучению разлета ионов лазерной плазмы в продольном магнитном поле представлена на рис. Т . Плазма создавалась посредством фокусировки на твердую плоскую мишень в вакууме лазерного излучения с плотностью мощности Q, =І094ІСг Вт/см2. В этом диапазоне плотностей выход однозарядных ионов уже достаточно велик для получения интенсивных потоков ионов (см. I.I).

Для этой цели в экспериментах использовался рубиновый лазер с активной модуляцией добротности электрооптическим кристаллом. Энергия лазерного импульса составляла Ел » 1,5 Дж, длительность на полувысоте - " 30 не. Энергия излучения контролировалась калориметром ИКТ - I М. диаметр пятна фокусировки излучения на мишень 6 составлял 0,4 1,2 мм. Это обеспечивалось линзой с фокусным расстоянием 17 см. Такой диаметр пятна фокусировки излучения на мишень выбирался по максимуму интеграла регистрируемого коллектором заряда ионов. Затем он не менялся при снятии зависимостей от величины магнитного поля. Плотность мощности а, варьировалась путем изменения энергии с помощью калиброванных светофильтров.

Размеры инжектора определялись изучаемой зоной влияния магнитного поля, такой же, как она должна быть по расчетным данным в диоде с магнитной изоляцией (см. 3.2). Лазерная мишень 6 размещалась на расстоянии 2 4 см от выходного отверстия корпуса инжектора 4. Внутренний диаметр с(и нескольких испытанных инжекторов менялся в пределах 1 3 см. Наиболее характерные измерения были выполнены при dn =1,4 см.

Верхний предел величины магнитного поля (10 кГс) выбран из условия превышения магнитного давления над газокинетическим при данных геометрии и параметрах лазерной плазмы. Поле создавалось с помощью соленоидов 5, расположенных вдоль оси инжектора. Соленоид был намотан на фторопластовой катушке и содержал в пяти секциях 100 витков. Секции могли включаться раздельно для выяснения деталей влияния магнитного поля. Катушку окружал кожух 4 из мягкой стали для ограничения области магнитного поля внутри инжектора. Кожух имел продольный разрез, чтобы не создавался замкнутый виток вокруг катушки. По катушке пропускался импульс тока с полупериодом 30 икс с помощью электронного устройства на базе тиратрона. Величина индукции магнитного поля В менялась путем изменения напряжения на накопительной емкости. Модулятор добротности лазера включался в момент максимума импульса тока в катушке. Поэтому магнитное поле можно считать квазистационарным во время разлета плазмы равного I мкс. Корпус инжектора размещался в откачиваемой камере с электрическими и оптическими вводами.

Ионный компонент лазерной плазмы регистрировался с помощью системы из 10 экранированных коллекторов (цилиндров Фарадея) со стандартной схемой питания / /, расположенных на расстоянии 12 см от центра выходного отверстия корпуса инжектора. Это расстояние выбрано с таким расчетом, чтобы ток ионов на коллекторы не превышал значения, определяемого законом "трех-вторых" при условии отсутствия пробоев в коллекторе. Коллекторы имели сетку для запирания тока вторичных электронов, находящуюся под напряжением - 10 50 В относительно коллекторов, и диафрагму входного отверстия диаметром 2 мм.

Воздействие стационарного продольного магнитного поля на разлет ионов лазерной плазмы

Для изучения эмиссии ускоренных ионов в ионном диоде с магнитной изоляцией электронов, описываемого в следующем параграфе, необходимо было знать поведение ионов лазерной плазмы при ее разлете в продольном магнитном поле величиной до 10 кГс на расстояниях 2 3 см от места ее образования. Исследование влияния стационарного магнитного поля на разлет лазерной плазмы важно также для реализации возможности формирования из нее более направленных потоков ионов.

Достаточно детальное исследование взаимодействия импульсного потока плазмы с аксиально-симметричным продольным магнитным полем было проведено в /32/. В этих экспериментах плазма создавалась с помощью индукционной конической пушки при кольцевом разряде в импульсно выпущенном облачке газа. Однако ввиду существенного отличия параметров лазерной плазмы представляет интерес проведение такого исследования и для лазерно-плазменного источника ионов. В /85/ исследовался разлет лазерной плазмы, полученной с тонкой алюминиевой мишени, в постоянном магнитном поле напряженностью до 70 кЭ. Отмечено увеличение скорости фронта плазменного сгустка вдоль силовых линий магнитного поля с 4«10 до 8 10 см/с. Аналогичный факт увеличения скорости разлета лазерной плазмы, образованной в облаке импульсно выпущенного газа, был отмечен в /S4/. Однако в литературе нет исчерпывающих сведений о влиянии аксиально-симметричного продольного магнитного поля на геометрические, в частности угловые, и энергетические параметры ионного компонента, формирующегося при разлете лазерной плазмы на расстояниях от мишени 1 3 см. В этом параграфе приведены результаты таких экспериментов, условия которых описаны в 2.1.

В экспериментах использовались лазерные мишени из углерода, алюминия и свинца. Наиболее детально исследования проводились для алюминиевой мишени. Эти результаты более необходимы,поскольку масса атома алюминия близка к средней массе атомов титанодей-териевой лазерной мишени, используемой в генераторах нейтронов. Поэтому плазма, образуемая на этих мишенях, будет иметь примерно одинаковую скорость разлета. Для мишеней из углерода и свинца были получены схожие результаты, различающиеся в основном временем разлета ионов и амплитудой сигналов с коллекторов.

На рис. 12 представлены угловые распределения регистрируемых коллектором числа дл(- ионов алюминия, вылетевших из зоны воздействия магнитного поля. Расчеты велись по формуле (3.12) при различных значениях индукции поля В для двух наиболее характерных значений плотности мощности Q,. Интегрирование угловых распределений ионов позволило построить зависимость полного количества испускаемых инжектором ионов алюминия /J L от индукции /3 (рис. 13). для сравнения аналогичным способом было определено полное количество ионов, образующихся при разлете лазерной плазмы (в отсутствие инжектора, охватывающего лазерную мишень). Эти значения полного количества ионов отложены на оси ординат. Кривой I соответствует точка 4, 2 - 5, 3 - 6. На рис. 14 приведены обнаруженные зависимости скорости фронта лазерной плазмы вдоль оси инжектора от индукции магнитного поля при различных

Влияние длины волны лазерного излучения на выход дейтронов из плазмы

В литературе имеются данные о продуктах разлета дейтерий-содержащей плазмы, образованной лазерным излучением с плотностью мощности CL в диапазоне 104»10хи Вт/см . Достаточно детально выход дейтронов из разлетающейся лазерной плазмы в этом диапазоне изменения о исследован в /25/ у однако в проведенных экспериментах использовалось излучение с длиной волны 0,69 и 1,06 мкм. Теоретические же выводы /80/ показывают, что с увеличением длины волны излучения число ионов, образующихся с единицы поверхности облучаемой мишени, должно уменьшаться согласно выражению: где j/i0 - количество ионов в горячем ядре плазмы, Eyi - энергия лазерного импульса, f - длительность импульса, S - площадь облучаемой поверхности мишени. При разлете плазменного сгустка часть ионов рекомбинирует. Поэтому количество ионов в плазме на поздней, бесстолкновительной стадии разлета -И /и], которое можно использовать для последующего ускорения в лазерном генераторе нейтронов, определяется как

где Кр- коэффициент рекомбинации, зависящий от интенсивности излучения и формы и размеров зоны облучения на мишени, помимо как от длины волны.

Отсутствие каких-либо данных о зависимости КР от А , важность для создания ЛГН сведений о величинах JSL - (b) для различ - 92 ных энергий импульса в диапазоне умеренных интенсивностей НвДу ГІ ТЛ О чения (10+10хи Вт/см ), доступной для серийных промышленных лазеров, и определило задачу исследования.

В 2.4 была описана экспериментальная методика определения выхода дейтронов в лазерной плазме с использованием нейтронной диагностики. В этих экспериментах использовались рубиновый лазер ( у\ = 0,69 мкм), неодимовый лазер ( А - 1,06 нкм) и С0 - лазер с поперечным разрядом ( Л = 10,6 мкм). Максимальная энергия лазерных импульсов составляла величину I Дж. Форма измеренных импульсов излучения лазеров показана на рис. 23 . Следует отметить, что поскольку характерное время разлета ионов образующейся плазмы за пределы зоны облучения меньше длительностей импульсов лазеров, то различие этих длительностей будет приводить главным образом к различию плотности мощности излучения на мишени.Плотность же мощности определяется также фокусировкой. Поэтому в экспериментах выбиралась оптимальная степень фокусировки для каждой энергии лазеров по максимальному выходу дейтронов в результирующей плазме, пропорциональному (см. 2.4) нейтронному выходу. Оптимальные диаметры пятна фокусировки во всех случаях оказались близкими друг к другу и находились в пределах 0,3+1,0 мм.

Результаты исследования зависимости выхода нейтронов за импульс л от энергии лазерного импульса для трех лазеров с различной длиной волны излучения показаны на рис. 24. Представленный диапазон изменения энергий лазерных импульсов снизу ограничивался наименьшим количеством дейтронов в результирующей плазме, достаточном для получения надежно регистрируемого потока нейтронов, сверху - возникновением пробоев между электродами из-за отсутствия фиксации границы лазерной плазмы при извлечении тока ионов.

Общая схема и принцип работы

Общая схема и принцип работы Экспериментальная методика, применённая для изучения метода магнитной изоляции в ионном диоде с лазерно-плазмеиным анодом, представленная в 2.2» явилась хорошей основой для разработки общей схемы макета интенсивного ЛГН. На рис.26 показана блок-схема разработанного ЛГН. Её отличие от ранее описанном установки проистекает прежде всего в связи с необходимостью работы с тритиевой ней-тронообразующей мишенью и в режиме с большой частотой импульсов, для этого разработаны и исследованы такие важнейшие узлы ЛГН как интенсивный лазерный источник дейтронов и источник импульсного сильноточного ускоряющего напряжения с лазерным разрядником, обеспечивающим точную синхронизацию лазерного и ускоряющего импульсов. Их описание приведено в разработаны дистанционное управление ЛГН для защиты персонала от облучения нейтронами и рентгеновским излучением, система водяного охлаждения анода и катода, система из постоянных магнитов для изоляции электронов в ускоряющем промежутке ЛГН.

Дело в том, что для создания магнитного поля, изолирующего электроны в ДМИ, работающего в частотном режиме, невозможно иог-пользовать малогабаритный соленоид. Это следует из простых оценок. В случае экономичного режима с короткими импульсами ( Т" у 30 икс) тока в катушке необходимо во избежание скин-эф-фекта изготавливать катод и нейтронообразующую мишень из диэлектрика или из металла, но с многочисленными продольными разрезами. Такой выход противоречит решению проблемы теплового и вакуумного режима катода при работе с большой частотой следования импульсов. Применение крупногабаритных постоянных соленоидов уменьшает плотность потока нейтронов в зоне их использования ЛГН, что нежелательно при его применении, например, в ак-тивационном анализе. Поэтому для создания магнитного поля использованы постоянные магниты из SmCo G максимально возможной остаточной индукцией поля /94 /.С помощью датчиков . Холла была найдена оптимальная по величине индукции магнитного поля геометрия системы из постоянных цилиндрических магнитов. Максимальная индукция на оси системы составила 2,5 кГс, а у поверхности катода - 3,2 кГс. Размеры магнитной системы следующие: внешний диаметр - 70 мм, внутренний - 32 мм и длина - 35 мм. Следует отметить, что в такой геометрии ДШ (рис. 26) при разлете лазерной плазмы за микросекундные времена силовые линии магнитного поля по оценкам могут сгущаться у проводящего катода , увеличивая величину изолирующего магнитного поля (см.3.3).

Для образования в ЛГН лазерной плазмы использовался промышленный частотно-периодический лазер на иттрий-алюминиевом гранате, активированном ионами неодима, типа ЛТИ-5 с вынесенным его блоком СУМ-7 в дистанционный пульт управления. Энергия лазерного импульса не превышала 0,05 Дж при длительности на полувысоте / 15 не и частоте следования до 100 Гц. Эта энергия импульса излучения используемого лазера ,по крайней мере, на порядок меньше той, которую можно применить в описываемом макете ЛГН для создания лазерно-плазменного анода (см. 3.2). Однако, за счет увеличения частоты следования импульсов (и использования реакции 7/ ft)//б ) поток нейтронов в секунду существенно увеличен.

Работа ЛГН заключается в следующем. При включении лазера на дейтеросодержащей мишени анода образуется плазма. Она разлетается в продольном магнитном поле системы постоянных магнитов в виде квазицилиндрического сгустка. При подаче на анод импульса ускоряющего напряжения с боковой поверхности сгустка плазмы извлекаются ионы и ускоряются к катоду. При бомбардировке дейтронами нейтронообразующей мишени fT i { ) , нанесенной на внутренней поверхности цилиндрического катода, образуются нейтроны в результате протекания реакции TfJfhJHe . Образующиеся на катоде электроны из-за взрывной, автоэлектронной и вторичной эмиссии изолируются магнитным полем. Характерное время разлета плазмы, извлечения и ускорения ионов составляет 0,5 мкс. Общий ток (электронов и ионов) диода составляет 100 А, а ток ускоренных дейтронов (оцененный по нейтронному потоку) 30 А. При частоте следования импульсов 100 Гц максимальный поток нейтронов ЛГН в -kfi составил величину 2 Ю10нейтр/с. Как будет показано ниже (5.5) достигнутый поток ЛГН далеко не предел. следующих параграфах. Кроме этого,