Содержание к диссертации
Введение
1 Кулоновское торможение ионов в веществе 28
1.1 Теория кулоновского торможения 29
1.2 Процессы ионизации и рекомбинации при торможении быстрых ионов 38
1.3 Обзор экспериментальных данных по торможению ионов в веществе 40
1.3.1 Экспериментальные мишени 41
1.3.2 Экспериментальные данные по измерению зарядового распределения 47
1.3.3 Экспериментальные данные по торможению ионов в ионизованном веществе 50
1.4 Выводы и постановка задачи 64
2 Экспериментальные исследования кулоновского торможения ионов в холодном веществе 67
2.1 Обзор экспериментальных методов измерения тормозной способности твёрдого вещества и пробега ионов 67
2.2 Метод "толстой мишени "для измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучка ионов в твердотельной мишени 78
2.2.1 Калориметр 80
2.3 Результаты экспериментальных измерений в твердотельных мишенях нормальной плотности 85
2.3.1 Тестирование метода "толстой мишени"на пучках протонов 85
2.3.2 Измерение пробега ионов на циклотроне У — 400М. 86
2.3.3 Измерение пробегов тяжелых ионов на тяжелоионном синхротроне SIS-18, GSI, Дармштадт 88
2.3.4 Исследование энерговыделения пучка ионов урана с энергией до 950 МэВ/а.е.м. в твердом веществе 95
2.4 Результаты экспериментальных измерений в пенных углеродных мишенях 102
2.4.1 Экспериментальная установка 102
2.4.2 Результаты экспериментов 104
2.5 Обсуждение экспериментальных результатов 109
Экспериментальное измерение кулоновского логарифма свободных электронов в водородной плазме . 118
3.1 Описание эксперимента 120
3.1.1 Ускоритель 121
3.1.2 Плазменная мишень 122
3.1.3 Диагностика плазменной мишени 124
3.2 Диагностика энергетических потерь протонов 125
3.3 Экспериментальные результаты 127
3.4 Обсуждение результатов и выводы 130
Диагностика плотности свободных электронов плазмы на основе измерения энергетических потерь протонов 132
4.1 Методы диагностики плотности свободных электронов в плазме 132
4.1.1 Лазерные методы диагностики плотности свободных электронов в плазме 133
4.1.2 Методы, основанные на регистрации излучения плазмы 138
4.2 Методика определения плотности свободных электронов на основе измерения энергетических потерь протонов в плазме 144
4.3 Плазменная мишень на основе КРИС 152
4.3.1 Измерение давления в плазме капиллярного разряда с пространственным и временным разрешением. 158
4.3.2 Пирометрические измерения температуры плазмы КРИС 164
4.4 Экспериментальное измерение потерь энергии протонов в плазме КРИС 169
4.4.1 Измерение тормозных потерь протонов с энергией
4.3 МэВ в плазме КРИС на начальной части линей ного ускорителя ИСТРА-36 169
4.5 Определение плотности свободных электронов в плазме КРИС 189
5 Экспериментальные измерения энергетических потерь и зарядового распределения ионов при взаимодействии с плазмой 200
5.1 Экспериментальная установка 200
5.1.1 Ускоритель UNILAC 200
5.1.2 Диагностика энергетических потерь ионов 206
5.1.3 Диагностика зарядового распределения пучка ионов 206
5.2 Экспериментальные результаты 211
5.2.1 Энергетические потери ионов 211
5.2.2 Зарядовые распределения пучка тяжёлых ионов 214
5.3 Торможение ионов с разной исходной величиной заряда .215
5.4 Обсуждение результатов 217
6 Экспериментальное исследование взаимодействия протонов с неидеальной плазмой . 232
6.1 Плазменная мишень на основе взрывного генератора 233
6.2 Экспериментальная установка и результаты измерений. 236
7 Экспериментальное исследование предпрогрева мишени вторичными частицами . 246
7.1 Экспериментальная установка, результаты измерений 247
7.2 Обсуждение экспериментальных результатов 249
8 Заключение 259
Список литературы 267
- Экспериментальные данные по торможению ионов в ионизованном веществе
- Метод "толстой мишени "для измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучка ионов в твердотельной мишени
- Исследование энерговыделения пучка ионов урана с энергией до 950 МэВ/а.е.м. в твердом веществе
- Методика определения плотности свободных электронов на основе измерения энергетических потерь протонов в плазме
Введение к работе
Последние достижения в увеличении энергии, мощности и яркости лазеров, пучков заряженных частиц, Z-пинч генераторов, открывают возможность создавать материю с экстремальной плотностью энергии в лабораторных исследованиях. Коллективные взаимодействия, взаимодействие с пучками частиц и радиационными полями являются активно развивающейся областью физики плазмы высокой плотности энергии в веществе (в дальнейшем ФВПЭ). Эта область экстремальных параметров вещества ранее была недоступна для лабораторных экспериментов.
В физике высокой плотности энергии в веществе, по определению, плотность энергии превосходит 10й Дж/м3 или эквивалентна давлению 1 Мбар (к примеру, эта плотность соответствует плотности энергии в молекуле водорода или величине модуля сжимаемости для твердого материала). ФВПЭ охватывает большую область физики, включая физику плазмы, материаловедение и физику конденсированного состояния, атомную и молекулярную физику, магнитогидродинамику и астрофизику. Многие методы исследования выросли из продолжающихся экспериментов по физике плазмы, физике пучков, физике ускорителей, магнитного и инерциального термоядерного синтеза, ядерно-оружейных исследований.
Научные исследования в области ФВПЭ в США признаны как имеющие огромное положительное значение для таких национальных программ как Инерциальный Термоядерный Синтез и Поддержание боеспособности ядерного арсенала (Stockpile Stewardship (SSt)) благодаря развитию новых идей, технологий и воспитанию нового поколения ученых и инженеров. Более того, передовые технологии в быстродействующей измерительной аппаратуре: в оптике (включая рентгеновскую оптику),
в мощных лазерах, в мощных импульсных разрядных системах, в микро и нанотехнологнях, имеют большой потенциал для различных приложений. Следует подчеркнуть, что ФВПЭ является бурно развивающейся областью знаний не только в США, но и в Европе и Японии.
Для проведения исследований в области ФВПЭ имеются лабораторные установки, обеспечивающие необходимые параметры. Типичным для современных лазеров и электронных пучков, генерируемых на Стен-фордском линейном ускорителе, является уровень плотности фокусированного потока 1020 Вт/см2 на мишени. Современные поколения лазеров, используемых в ИТС (NIKE-лазер в Военно-морской лаборатории, TRIDENT в Лос-Аламосе, OMEGA в лазерной лаборатории Университета Рочестера) обеспечивают энерговыделение 1—40 кДж в нескольких кубических миллиметрах вещества за несколько наносекунд. В экспериментах на Z-пинчах, на установке "Z"b Национальной лаборатории Сан-дия 1.8 МДж мягкого рентгеновского излучения выделяются в объеме ~ 1 см3 за время 5 — 15 нсек и используются для имплозии капсул, содержащих дейтерий. Первоначальная цель перечисленных установок в США, финансируемых Национальной Администрацией по Ядерной Безопасности (НАЯБ) DOE состояла в изучении научно-технических аспектов связанных с SSt и ИТС. Однако теперь установки позволяют исследовать фундаментальные аспекты ФВПЭ, используя синергетический эффект от применения эксперимента, теории и компьютерного моделирования.
С планируемой модернизацией существующих установок и завершением создания первой демонстрационной установки по инерциальному термоядерному синтезу NIF (National Ignition Facility, USA) [11] в первое десятилетие 21 века, диапазон достигаемых параметров по плотности энергии в веществе и диапазон физических явлений, которые могут исследоваться, будет существенно расширен в дополнение таких технологий как газовые ударные трубы, эксперименты с взрывчатыми веществами (ВВ), либо с помощью алмазных наковален.
Новое поколение экспериментальных установок дает возможность в лаборатории, в макроскопических количествах создавать вещество с экстремальными параметрами, обеспечивая получение критических дан-
ных: по гидродинамическому перемешиванию вещества, по ударным волнам, по радиационной физике, по коэффициентам непрозрачности (пробегам рентгеновских квантов), по формированию плазменных струй с большим числом Маха, по уравнениям состояния, по релятивистской плазме и, возможно, по кварк-глюонной плазме. Революция в возможностях вычислительных средств сделала возможным компьютерное моделирование сложных процессов нелинейной динамики и коллективных процессов, характерных для лабораторной плазмы, в экстремальных условиях включая гидродинамическое движение, которое может существовать в гигантских масштабах астрофизических объектов.
Все перечисленные явления имеют прямое отношение к таким астрофизическим явлениям как взрывы сверхновых и распространение их продуктов, потоки и струи межзвездного вещества, молекулярные облака и др.
Кроме того, с каждым годом растут возможности эксперимента и численного моделирования, которые делают реальным напрямую связывать параметры, получаемые в лабораторных условиях с параметрами астрофизических объектов.
На рис. 1 показана диаграмма состояния вещества в координатах температуры и плотности, иллюстрирующая области параметров которые соответствуют различным физическим процессам и условиям. Отмечены области, которые могут быть достигнуты с помощью различных лабораторных методов и установок, а также обширная область параметров вещества, реализуемая в физических явлениях, сопровождающих взрыв ядерного боеприпаса (условно обведена красным кругом). Различаются две большие области, отмеченные как высокотемпературная плазма (Т более г-> 100 эВ), и область сравнительно малых температур (~ 1 эВ) при высоких значениях плотности (отмечена, синим кругом). Существенно, что эта область параметров вещества труднодостижима с помощью иных методов, кроме экспериментов с химическими ВВ и ядерных взрывов. Однако именно эти параметры реализуются в экспериментах с интенсивными пучками тяжелых ионов на современных мощных ускорителях.
Интенсивные пучки тяжелых ионов высокой энергии являются уникальным инструментом для создания материи с ВПЭ и исследования
экстремального состояния вещества в воспроизводимых экспериментальных условиях. В отличие от мощных лазеров, при взаимодействии ионных пучков с веществом отсутствует понятие критической плотности. Пучки тяжелых ионов (ТИ) выделяют всю свою энергию в объеме вещества вдоль пробега, в процессе его торможения. Поэтому эффективность поглощения энергии близка к 100%.
Density(g/ cm3)
Рис. 1: Диаграмма состояния вещества в координатах температуры и плотности.
При использовании пучков тяжелых ионов, возможно, генерировать однородное распределение термодинамических параметров нагреваемого вещества вдоль большей части физического пробега. Типичные объемы нагреваемого вещества составляют несколько мм3 при энергиях ионов ~ ЮОМэВ/а.е.м. и при довольно больших длительностях (10 -100 не), обеспечивая весьма удобные условия для проведения надежных экспериментов. С другой стороны поглощение энергии ионного пучка характеризуется возрастанием удельных потерь энергии ионами в самом конце их торможения (эффект Брэгга), что можно использовать для повышения концентрации поглощенной энергии на глубине, примерно равной пробегу иона в веществе мишени рис.2.
Рис. 2: Свечение замороженного газа Кг при облучении пучком ионов Ne с энергией 300 МэВ/а.е.м.
Способность ТИ нагревать вещество характеризуется параметром удельной вложенной энергии Es [Дж/г]:
где р - плотность вещества, N{ - число частиц в пучке, Rq - радиус пятна фокусировки пучка на мишени, dE/pdx - удельные тормозные потери ионов в веществе мишени. Таким образом, для получения больших значений Es необходимо увеличивать интенсивность пучка Ni и стремиться к уменьшению площади пятна фокусировки. Что касается удельных потерь энергии иона, то они определяют физический пробег иона в веществе L ~ Еа (а = 1,5) и, как будет показано в дальнейшем, существенно зависят от заряда иона. На рис.3, приведена зависимость пробега ионов различной массы от энергии частиц в холодном веществе. Видно, что наибольшее значение Es [Дж/г] можно получить, используя наиболее тяжелые ионы. Так ионы, имеющие одинаковые пробеги, можно считать эквивалентными с точки зрения нагрева вещества мишени, однако более энергичные тяжелые ионы обеспечивают заданный уровень удельного энерговклада пучка при меньшем значении тока.
Изучение фундаментальных процессов возникающих при прохождении заряженных частиц через вещество начатые Бете и Бором в ранних работах [1-3] до сих пор актуальны и находятся в фокусе исследований многих экспериментальных и теоретических групп. В настоящее время, особенно вырос интерес к исследованиям процессов при взаимодействии интенсивных пучков тяжелых ионов с веществом в диапазоне энергий от десятка до сотен МэВ/а.е.м. [4-8]. Это обусловлено необходимостью
определения точных значений параметров взаимодействия таких как,
— полный пробег ионов, тормозные потери ионов, фрагментация ядер,
зарядовое и энергетическое распределение ионов в процессе взаимодей
ствия с веществом, для широкой области применения пучков тяжелых
ионов.
С развитием ускорительной техники направленной на создание мощных сильноточных установок, позволяющих получать мощные пучки тяжелых ионов ГэВ — ных энергий с полной энергией в пучке до 100 кДж, появляются новые направления их использования — пучковая терапия [9,10], ФВПЭ создаваемая интенсивными пучками тяжелых ионов, физика плазмы, тяжелоионный инерциальный термоядерный синтез (ИТС) [11,12]. Такие установки, в настоящее время, создаются, как за рубежом
— в Обществе Тяжелоионных Иследований (GSI), г.Дармштадт, Герма
ния, проект «FAIR» SIS - 100/300 [13,14], так и в России в Институте
Теоретической и Экспериментальной Физики (ГНЦ ИТЭФ), г.Москва,
10*
1Г 1
Энергия иона, ГэВ
Рис. 3: Зависимость пробега ионов различной массы от энергии частиц в холодном веществе.
Таблица 1: Параметры пучков ускорителей ТВН-ИТЭФ и SIS-100/200
Тераваттнвій накопитель тяжелых ионов (ТВН - ИТЭФ) [15-17]. В таблице 1 приведены ожидаемые параметры ионных пучков на создаваемых ускорительных комплексах ТВН-ИТЭФ и SIS-100/300.
Одно из приоритетных направлений исследований на создаваемых ускорительно накопительных установках являются исследования в области ФВПЭ в веществе, включающие исследования по изучению уравнения состояния вещества при давлении в сотни мегабар и температуре 10 эВ, физики плотной высокотемпературной плазмы и атомной физики. Кроме того, ускорители тяжелых ионов с энергией ионов около 5 — 10 ГэВ рассматриваются как перспективные ускорительные комплексы для драйвера инерциального термоядерного синтеза (ИТС) на пучках тяжелых ионов.
В настоящее время экспериментальные исследования по управляемому термоядерному синтезу (УТС), опирающиеся как на принцип магнитного удержания в установках типа "ТОКАМАК", так и на принцип инерциального удержания с использованием в качестве драйвера мощных лазеров, вплотную подошли к осуществлению демонстрационного эксперимента по зажиганию управляемой термоядерной реакции в лабораторных условиях. В конце 70~х годов было выдвинуто новое предложение использовать в инерциальном термоядерном синтезе (ИТС) в качестве драйвера ускоритель интенсивных пучков тяжелых ионов [12,18,19]. Эти идеи основаны не только на том, что такие пучки тяжелых частиц чрезвычайно эффективно взаимодействуют с веществом термоядерных мишеней, но также на том, что мощные токовые импульсы можно получать на основе известных технологий, разработанных для исследований в области физики высоких энергий.
Несмотря на то, что для создания первой демонстрационной установ-
ки по инерциальному термоядерному синтезу NIF [11] в качестве драйвера был выбран мощный лазер, интерес к ИТС на пучках тяжелых ионов не ослабевает как в самих Соединенных Штатах, так и в Европе, России и Японии. Это связано с тем, что по своей потенциальной эффективности, долговечности и частотным характеристикам тяжелоионный ускоритель имеет наилучшие перспективы для использования в качестве драйвера будущих термоядерных энергетических установок [20]:
Высокий кпд преобразования подводимой к ускорителю энергии в энергию потока ионов 25 ~ 35 %;
Возможность получения высокой повторяемости импульсов ионного пучка, 10 -г 100 импульсов в сек:
Пространственное разделение ускорительного комплекса и реакторной камеры, что повышает безопасность работ;
Высокая надежность и стабильность работы основных компонентов ускорительного драйвера, важные для его долговременной эксплуатации.
На сегодняшний день в мире проводится большое количество теоретических и экспериментальных работ по изучению фундаментальных физических процессов, определяющих конструкцию термоядерной мишени и необходимые параметры будущего драйвера [21,22]. Проблема зажигания термоядерного топлива в системах инерциального термоядерного синтеза является одной из ключевых в разработке термоядерного реактора. Необходимым условием создания такого рода систем является ограничение полной энергии драйвера разумным пределом, позволяющим создать неразрушаемую установку при достаточно высоком КПД. Для систем на основе тяжелоионного драйвера при однопиковом режиме облучения необходимая энергия ионного пучка по представлениям на сегодняшний день составляет 5 — 10 МДж (в зависимости от степени оптимизма исследователей). Энергия эта является достаточно высокой и при коэффициенте усиления (отношение получаемой за счет термоядерного горения энергии к энергии драйвера) порядка 50, энерговыделение при взрыве мишени составит 250—500 МДж, что эквивалентно и 100 кг тротила. Очевидно, что создание камеры для удержания продуктов взрыва такой мощности при 10 импульсах в секунду в течение десятков лет
Shine shield to Pressure balance Radiation shim
control Legendre holds position of to control early
modeP radiators timeP,
Рис. 4: а) рентгеновская мишень с распределенным радиатором, б) гибридная мишень с радиационными экранами и "шимами"на поверхности капсулы. Разработки Ливерморской национальной Лаборатории.
является чрезвычайно сложной технической задачей. Поэтому ищутся возможности снижения энергии драйвера и, следовательно, мощности термоядерного импульса.
В общем случае для ИТС рассматриваются два класса мишеней: мишени прямого действия ("direct drive") и мишени непрямого действия (рентгеновские мишени) ("indirect drive") рис.4. В мишенях прямого действия энергия драйвера непосредственно выделяется во внешнем слое ускоряемой сферической оболочки (термоядерной капсулы), окружающей термоядерное топливо.
В мишенях непрямого действия энергия ионных или лазерных пучков трансформируется в рентгеновское излучение, заполняющее радиационную полость, в центре которой находится сферическая термоядерная капсула. Переход к мишеням непрямого действия связан с дополнительными энергетическими потерями, но зато позволяет упростить решение проблемы симметричного облучения мишени. Мишени непрямого действия представляются, в настоящее время, наиболее реалистичными для достижения термоядерного зажигания в лабораторных установках
ИТС. Конверторы в подобных мишенях выполнены из легких материалов (например, Be или пластик), поглощают энергию ионов и переводят ее в мягкое рентгеновское излучение в диапазоне длин волн (~ 300 эВ), которое через процесс испарения (абляции) оболочки капсулы и осуществляет ее сжатие (имплозию). При оптимальной конструкции мишени, примерно ~ 70 —80 % энергии драйвера конвертируется в рентгеновское излучение. На рис.5 представлена мишень, т.н. "Русская"мишень, с цилиндрической камерой и сферической ДТ-капсулой для схемы непрямого сжатия.
Наиболее часто встречающаяся модель термоядерной капсулы представляет собой полость, стенки которой выполнены из материала с высоким атомным номером. Внутри полости располагается капсула, состоящая из внешней области, из которой формируется аблятор, и внутренней области из замороженной или жидкой смеси дейтерий-трития (DT).
Аблятор, поглощающей энергию рентгеновского излучения от конвертора, нагревается и начинает расширяться, образуя так называемую плазменную корону, плотность которой уменьшается по мере удаления от поверхности.
Пучки ионов
Пучки ионов
Пучки ионов
Пучки ионов
Конверторы
Пучки ионов /
> Пучки ионов
Рис. 5: Схема "Русской"мишени для тяжелоионного инерциального термоядерного синтеза.
В соответствии с законом сохранения импульса, разлет аблятора во внешнюю среду приводит в движение оставшуюся часть оболочки к центру капсулы. Таким образом, оболочка играет роль поршня, сжимающего ядро топливной мишени до плотностей, в 103 — 104 раз превышающих плотность твердого тела [12]. Возникающее давление способствует нагреву ядра мишени до температур, при которых возможно термоядерное горение. Эффективность выгорания термоядерного топлива лежит в диапазоне от 5 — 30 %. В окончательной конфигурации топливо равномерно сжимается до давления ~ 200 Гбар, но при этом разделяется на две области - центральная горячая точка, в которой сконцентрирована от 2 до 5 % топлива, и основную плотную область, содержащую оставшуюся массу. Инициирование реакции синтеза происходит в центральном ядре и вслед за этим фронт термоядерного горения распространяется в основную внешнюю топливную оболочку, которая обеспечивает высокий коэффициент конверсии. Для того, чтобы данная схема топливной сборки была эффективна, необходимо наложить строгие требования на параметры драйвера, в особенности на удельную мощность и временной профиль облучения, которые определяют гидродинамику сжатия капсулы. Параметры, которые должны быть достигнуты для осуществления эффективного сгорания топлива, с выходом энергии, превышающим затраченную энергию драйвера, могут быть оценены непосредственно из анализа процесса горения термоядерного топлива [11,23].
На сегодняшний день в мире проводится большое количество теоретических и экспериментальных работ по изучению фундаментальных физических процессов, определяющих конструкцию термоядерной мишени и необходимые параметры будущего тяжелоионного драйвера. Ограниченность (а в ряде случаев отсутствие) экспериментальной информации снижает надежность выполняемого расчетного прогнозирования параметров мишеней для будущих термоядерных установок, а зачастую может привести к ошибочным выводам.
Действительно, прохождение заряженных частиц через вещество мишени сопровождается разнообразными процессами взаимодействия с элементарными частицами, ядрами, атомами. Характер и результаты этих взаимодействий зависят от типа, энергии и интенсивности потока заря-
женных частиц, а также типа, состояния, плотности, состава и размера облучаемых мишеней. Поэтому моделирование тяжелоионного драйвера для инерциального термоядерного синтеза требует как качественного, так и количественного описания процессов взаимодействия тяжелоионных пучков с веществом в широком диапазоне параметров плотностей и температур.
Основные эффекты, определяющие процесс торможения пучков ионов в веществе конвертора термоядерной мишени можно разделить на две группы. В первую группу входят эффекты, не зависящие от состояния вещества, в котором происходит торможение ионов (температуры и плотности). В эту группу можно включить ядерные процессы, например фрагментация и страглинг, которые определяются столкновитель-ными ядро-ядерными процессами и первоначальным продольным энергетическим разбросом ионного пучка. Эти эффекты могут приводить к затягиванию зоны энерговыделения и сглаживанию, так называемому, пика Брэгга в конце пробега ионного пучка. На эффекты второй группы сильно влияет состояние вещества в особенности температура плазмы.
При рассмотрении взаимодействия профилированного ионного импульса по длительности, больше времени гидродинамического разлета нагреваемого вещества (конвертора) необходимо учитывать динамику изменения температуры и плотности конвертора, поскольку с изменением температуры и плотности изменяется полный пробег ионов, положение и ширина пика Брэгга. На первой стадии нагрева ионный пучок взаимодействует с плотной сильно неидеальной плазмой. По мере нагрева вещества происходит увеличение температуры плазмы, а следовательно, и степень ионизации плазмы, что сильно влияет на кулоновское торможение ионов.
Наряду с достаточно большим количеством опубликованных теоретических работ по моделированию торможения заряженных частиц в веществе [26-29], наблюдается ограниченное число экспериментальных работ по измерению полного пробега и энерговыдления пучков тяжелых ионов в веществе. В основном, данные по торможению ионов в веществе вычисляются из экспериментальных значений энергетических потерь протонов и альфа частиц, Наблюдаемые данные в литературе по полному
Пробег ионов, оти. ед.
Рис. 6: Коэффициент конверсии энергии пучка тяжелых ионов б зависимости от неопределенности полного пробега (Be конвертор, Мощность пучка 450 ТВт/см2) (Ватулин В.В. 1998г.)
пробегу ионов в холодном веществе различаются до 20 % [30-32]. В тоже время, как показано в работе [33] рис.6, неопределенность в полном пробеге ионов существенно влияет на коэффициент конверсии энергии ионного пучка в рентгеновское излучение.
Другим важным аспектом теории торможения ионов, на которую: нужно обратить внимание является образование вторичных частиц при взаимодействии интенсивного пучка ионов с веществом. В качестве вторичных частиц могут выступать быстрые <5-электроны, фотоны или ядерные осколки. В рамках расчета термоядерной мишени здесь возникают сразу две важные задачи: вычисление выноса энергии из абсорбера за счет образования вторичных частиц, что приводит к менее эффективной передачи энергии конвертору, и потери части энергии; и необходимость оценки преднагрева топлива вторичными частицами с учетом конкретной геометрии мишени. Последний процесс может сильно снизить эффективность сжатия термоядерного топлива. В работе рассмотрено торможение пучков ионов в холодном веществе с учетом явления ядерной фрагментации. Дана оценка количества ядерных осколков, образовавшихся от частиц пучка.
Пробеги и ионизационные потери тяжелых многозарядных ионов в
мишени будут обусловленві тормозной способностью, как холодного вещества, так и плотной плазмы в широком диапазоне температур. Следовательно, знание величии пробегов и профилей энерговыделения пучков тяжелых, заряженных частиц в веществе, находящимся в различных агрегатных состояниях позволят более точно рассчитать конструкцию термоядерной мишени.
Поскольку получить плазму с твердотельной плотностью, необходимую для проведения исследования в рамках ИТС, в настоящее время не представляется возможным, поэтому для изучения процессов, происходящих при торможении ионов в ионизированном веществе, используют плазму, созданную с помощью сильноточного разряда в газе, капиллярный разряд, лазерную плазму и др. [34-36]. Эксперименты по измерению потерь энергии ионов в плазме, проведенные в работах [37-40] позволили изучить особенности торможения тяжелых заряженных частиц в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов 1016 — 1019 см~3' и выявить два основных эффекта:
увеличение тормозной способности плазмы по сравнению с холодным веществом за счет взаимодействия со свободными электронами плазмы:
эффективный заряд налетающего иона в полностью ионизованном газе имеет более высокую величину, чем в холодном газе, что также приводит к увеличению энергетических потерь налетающих частиц.
Однако выделить вклад от этих двух эффектов в тормозную способность плазмы на основе анализа полученных экспериментальных результатов весьма затруднительно. Поэтому одной из целей настоящей диссертационной работы является систематическое экспериментальное исследование взаимодействия пучков тяжелых ионов с плазмой, измерение энергетических потерь и зарядового распределения протонов и ионов различных атомных масс, в диапазоне энергий 3.6 — 11.4 МэВ/а.е.м. в плазме с электронной плотностью выше Ю19 см~3.
Еще одной чрезвычайно важной задачей, возникающей в рамках ИТС, является контроль параметров плазмы термоядерной мишени и установления соответствия между этими параметрами и тормозной способностью вещества. Отметим, что принципиальной проблемой, на пути решения этой задачи, является необходимость создания диагностического
комплекса для измерения плотности и температуры плазмы изменяющиеся на несколько порядков Ufe — 1018 ~ 1024 и Те от десятка до сотен эВ. Существующие методики пока не позволяют контролировать весь указанный диапазон плотностей и температур. Трудности возникают в основном при измерении параметров плазмы с плотностью свободных электронов п/е > 1019 см-3, когда возможности стандартных оптических и спектроскопических методов резко уменьшаются в связи с ростом оптической толщины плазмы, а результаты рентгеновских исследований сильно зависят от выбора термодинамической модели плазмы. Поэтому одной из задач настоящей работы являлось проведение исследования Кулоновского торможения протонов с энергиями 3 — 6 МэВ в плазме с электронной плотностью выше 1019 см-3 и разработка новой методики диагностики плотности свободных электронов плазмы на основе измерения энергетических потерь протонов.
Имплозия внутренних слоев цилиндрической мишени при кольцевом облучении интенсивным пучком тяжелых ионов в сильном магнитном поле является перспективным направлением для получения мегабар-ных значений давления. В таких экспериментах, может быть достигнуто давление в мишени в 10 раз превосходящее первоначальное давление создаваемое при поглощении интенсивного пучка тяжелых ионов. Так, в работе [262] было показано, что для параметров пучка тяжелых ионов, создаваемых ускорительно накопительных комплексов ТВН-ИТЭФ и проекта "FAIR 20-100 кДж/г, при длительности ионного пучка 50 — 100 нсек, возможно достичь давления в центре цилиндрической мишени до 100 Мбар, что открывает новые возможности для проведения исследований по физике высокой плотности энергии в веществе. Однако, в проведенных расчетах не учитывался эффект возможного предпро-грева внутренних слоев мишени вторичными частицами, возникающими при взаимодействии быстрых ионов с веществом, что может приводить к существенному уменьшению коэффициента сжатия. Поэтому, одной из задач данной работы являлось измерение энергии вторичных частиц поглощаемой во внутреннем слое цилиндрической мишени при облучении внешней оболочки мишени пучком тяжелых ионов с энергией в сотни МэВ/а.е.м..
Таким образом, цель дисертации состояла в разработке экспериментальных методов и их применении при исследовании процесса взаимодействия пучков тяжелых ионов с холодным и ионизованном веществом. В частности, разработанные методы были направлены на решение следующих задач:
прецизионное измерение полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов в диапазоне энергий 100 — 1000 МэВ/а.е.м. при взаимодействии с холодным твердом веществом нормальной плотности, и исследование влияния пористости вещества на полный пробег и профиль энерговыделения пучка тяжелых ионов.
исследование кулоновского торможения протонов и тяжелых ионов в диапазоне энергий 3 — 11 МэВ/а.е.м. в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов rife > 1019 см-3.
Научная новизна работы.
Создана новая методика "толстой мишени"для измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучка заряженных частиц в холодном веществе с точностью не хуже 3 %. Проведена апробация разработанной методики на пучках протонов и ионов в широком диапазоне энергий.
На основе созданной методики проведены измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов U, Аи, Ni с энергией в диапазоне 100 —1000 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из А1, Си и Fe.
Впервые проведены экспериментальные исследования влияния пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов U с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из пористого углерода плотностью 1.7; 1.1 и 0.2г/см3.
Разработана, на основе оптической схемы интерферометра Май-кельсона, диагностическая система для измерения давления в плазме с временным разрешением порядка 50 не. Разработанная схема
измерения продемонстрирована при определении давления в плазменной мишени на основе сильноточного капиллярного разряда с испаряющейся стенкой (КРИС) с пространственным (вдоль длины капилляра) разрешением.
Разработана оригинальная методика определения плотности свободных электронов в плотной плазме, основанная на совместном использовании экспериментальных данных по торможению протонов в плазме и термодинамических расчетов состава ионизованного вещества. Продемонстрированы возможности разработанной методики на примере плазмы КРИС с плотностью свободных электронов в диапазоне 2 1019 < п/е < 5 1019 см-3.
Проведено систематическое измерение энергетических потерь пучков протонов и тяжелых ионов С, Кг, РЬ, U с энергией в диапазоне 3 — 11 МэВ/а.е.м. в плазменной мишени на основе КРИС, с плотностью свободных электронов в диапазоне 1019 см-3 — 5 1019 см"3. Впервые определены значения среднего эффективного заряда пучка ионов в процессе торможения в плазменной мишени, на основе сравнения полученных экспериментальных данных с энергетическими потерями протонов той же скорости.
Получены экспериментальные данные по зарядовому распределению пучков ионов С, Кг, Pb, U с начальной энергией ионного пучка 3 — 11 МэВ/а.е.м. на выходе из плазменной мишени с электронной плотностью 1019 см"3 — 5 1019 см"3 с временным разрешением. Проведено сравнение полученных значений среднего выходного заряда со средним эффективным зарядом пучка ионов.
На основе новых экспериментальных данных по энергетическим потерям и зарядовому распределению пучков ионов 238[/28+ и 238[/76+ (с энергией Eq = 11.5 МэВ/а.е.м.) на выходе из плазменной мишени установлено влияние начального значения заряда иона на величину тормозных потерь. Измеренные экспериментальные значения среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе q — 63 ± 0.5 для ионов Е776+ и q — 64.5 ± 0.5 для ионов U28+ в свою очередь ука-
зывают на влияние тормозных потерь ионов на величину среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе из мишени.
9. Разработана уникальная экспериментальная установка по проведению исследований взаимодействия ионных пучков с плотной неидеальной плазмой взрывного генератора с массой ВВ до 200 г. Впервые проведены экспериментальные исследования по измерению энергетических потерь пучка протонов с энергией 3 МэВ в плазме с параметром неидеалы-юсти Г > 1.
10. Впервые на основе разработанной экспериментальной схемы проведено измерение общей энергии вторичных частиц (ренгеновское излучение, нейтроны, гамма-излучение, 8 - электроны, ядерные осколки), выносимой через боковую поверхность цилиндрической мишени при воздействии интенсивного пучка ионов урана U7G+ с энергией 100-ЗООМэВ/а.е.м..
Структура и содержание диссертации
Диссертация состоит из введения, семи глав и заключения, а также из списка использованной литературы, всего 285 страниц текста, созданного пакетом программ компьютерной системы типографского набора ЩцК, включая 115 рисунков и библиографию из 251 наименований.
Во введении даётся обоснование актуальности темы диссертационной работы, сформулированы цели и задачи исследований, представлены сведения о структуре диссертации, описана научная новизна, сформулированы положения, выносимые на защиту.
В первой главе на основе данных в литературе сформулированы основные положения теоретического описания кулоновского торможения заряженных частиц нерелятивистских энергий в холодном и ионизованном веществе в рамках модели Вора, Бете и Блоха, в приближении точечного иона. Приведены схемы расчётов Кулоновского логарифма взаимодействия в зависимости от энергии и сорта ионов. Рассмотрено понятие эффективного заряда ионов. Приводится обзор процессов ионизации и рекомбинации при торможении быстрых ионов для используемых в дан-
ной работе параметров плазменной мишени и энергетического диапазона налетающих ионов. Даётся обзор экспериментальных работ по данной тематике. Рассмотрены различные типы мишеней и методы диагностики их параметров. Особое внимание уделено экспериментам с плазменными мишенями, отмечены особенности торможения тяжелых заряженных частиц в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов порядка 1017 —1019 см-3. Представлены методы измерения энергетических потерь и зарядовых распределений ионов. Сформулирована основная цель исследований.
Во второй главе дается обзор экспериментальных методов исследования торможения заряженных частиц. Обосновывается разработка нового метода исследования полного пробега и профиля энерговыделения пучка ионов в твердотельной мишени с высокой точностью - метода "толстой мишени". Дается описание всех экспериментальных установок, где проводилось тестирование и применение разработанной, методики. Приводятся экспериментальные данные измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучков ионов 238[/76+} с энергией 100 — 1000 МэВ/а.е.м. в меди и нержавеющей стали, пучков ионов Аи и Ni с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м, в меди и алюминии. Дается описание эксперимента и данные по исследованию влияние пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов 238у76+) с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. в пористом графите с плотностью 1,7 г/см3, 1,1 г/см3 и 0,2 г/см3. Полученные экспериментальные данные сравниваются с численными расчетами, проведенными по программам SHIELD, SRIM, ATIMA. Приводится описание эксперимента по моделированию поглотителя пучка ионов в термоядерной мишени для ИТС на пучках тяжелых ионах.
Третья глава посвящена экспериментальному измерению кулоновско-го логарифма взаимодействия протонов со свободными электронами. Дается описание созданной плазменной мишени на основе сильноточного разряда в водороде. Представлена диагностика плазменной мишени, экспериментальная установка и методы измерения энергетических потерь. Приводятся основные результаты измерений.
В четвертой главе, содержится анализ проблемы измерения пара-
метров плотной плазмы, приведен краткий обзор существующих методик, изложена мотивировка необходимости и разработки новых методов диагностики. Приводится обоснование возможности использования экспериментальных данных о потерях энергии протонов в плазме для определения плотности свободных электронов, и описание, предлагаемой для решения этой задачи, методики. Определены необходимые условия для применения данной методики. Представлено описание исследуемой плазменной мишени, а также физических схем, позволяющих провести измерения ее параметров. Рассмотрены детали экспериментальных установок, использованных для измерения тормозных потерь протонов различных энергий в углеродно-водородной плазме. Описаны методики обработки экспериментальных данных, а также проводится обсуждение результатов экспериментов по торможению протонов в плазме капиллярного разряда с испаряющейся стенкой. На примере проведенных измерений описан механизм получения количественной информации о плотности свободных электронов выше 1019 см-3 в плазме КРИС. В заключении главы обсуждается область применения результатов.
В пятой главе приводится описание экспериментальной установки с параметрами тяжёлоионного ускорителя. Описываются методики измерения энергетических потерь и зарядовых распределений пучка тяжёлых ионов в плазме. Также приводятся экспериментальные результаты по энергетическим потерям и зарядовым распределениям пучков тяжёлых ионов в плазменной мишени. В конце главы проводится обсуждение полученных экспериментальных результатов на основе сравнения с численным моделированием торможения ионов.
В шестой главе дается описание экспериментальной установки и результаты измерения энергетических потерь пучка протонов с энергией 3 МэВ в плотной неидеальной плазме. Для этих исследований впервые в мире применялся малогабаритный взрывной плазменный генератор с массой взрывчатого вещества (ВВ) 50 г.
Седьмая глава посвящена экспериментальному исследованию пред-прогрева мишени вторичными частицами, возникающими при взаимодействии пучков тяжелых ионов с веществом. Приводится оригинальная схема измерений и результаты экспериментального исследования.
В заключении приведены основные результаты работы.
Материалы, вошедшие в диссертацию, были апробированы в докладах Российских и Международных конференций и совещаниях: "Звенигородской конференции по Физике Плазмы и управляемому термоядерному синтезу", 1997,1998, 2001, 2003; "International Workshop on Physics of High Energy Density in Matter "at Hirschegg, Austria, 1997 - 2003, 2005; "International Symposium on Heavy Ion Inertial Fusion"1997; 2000, 2002; "EPS Conference on Controlled Fusion and Plasma Physics"St.Petersburg, 2003; Международной конференции "Уравнения состояния вещества", 1996, 2004; "Совещание по ускорителям заряженных частиц "Протвино 1998; "Международной конференции "Воздействие интенсивных потоков энергии на вещество"Терскол 1997, 1998, 2003, 2004; "International Conference On Physics of Strongly Coupled Plasma"Singapore 1996; "Inertial Fusion Sciences and Applications "Bordeaux, 99; Докладывались на ежегодной научно-координационной сессии АН РФ "Исследования неидеальной плазмы" Москва. Содержатся в отчетах НИР ИТЭФ, трудах МИФИ и в сборниках работ GSI, Дармштадт (Германия).
Опубликованы в журналах: Теплофизика высоких температур; Physical Review Е.; Fusion Engineering and Design; Nuclear Instruments and Methods-A Nuclear Instruments and Methods-A; Nuclear Instruments and Methods B; Contribution Plasma Physics; Review of Scientific Instruments; Nuclear Instruments and Methods-A; Краткие сообщения по физике; Laser and Particle Beams; Атомная энергия; Приборы и техника эксперимента.
Положения, выносимые на защиту
Новая методика "толстой мишени" по измерению полного пробега и профиля энерговыделения пучка заряженных частиц в холодном твердом веществе с точностью 1 — 3%.
Экспериментальные результаты измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов 338/76+} Аи и Ni с энергией в диапазоне 100 —1000 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из А1, Си и Fe.
Экспериментальные результаты по исследованию влияния пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов 238У7б+ с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. в мишени, изготовленной из пористого графита с плотностью 1,7 г/см3, 1.1 г/см3 и 0,2 г/см3.
Новая методика измерения давления в плазме с высоким временным разрешением ^ 50 не на основе оптической схемы интерферометра Майкельсона. Разработанная схема измерения продемонстрирована на плазменной мишени с испаряющейся стенкой на основе сильноточного капиллярного разряда (КРИС) с пространственным (вдоль длины капилляра) разрешением.
Новая методика определения плотности свободных электронов в плотной плазме, основанная на измерении тормозных потерь протонов. Практическая реализация разработанной методики продемонстрирована на примере плазмы КРИС с величиной плотности свободных электронов 2 1019 см-3 < Ufe < 5 * 1019 см-3.
Экспериментальные результаты измерения энергетических потерь протонов и тяжелых ионов С, Кг, Pb} U с энергией 3—11 МэВ/а.е.м. в плазменной мишени КРИС с плотностью свободных электронов в диапазоне 1019 — 5 * 1019 см"3. Зарегистрирован рост тормозной способности плазмы с плотностью свободных электронов в диапазоне (2 — 5) 1019 см~3 и температурой 3 — 4 эВ по сравнению с холодным веществом той же плотности.
Экспериментальные результаты по зарядовому распределению пучков ионов С, Кг, РЬУ U с начальной энергией ионного пучка 3 — 11 МэВ/а.е.м. на выходе из плазменной мишени с электронной плотностью и 1019 см"3 с временным разрешением, Полученные значения среднего выходного заряда пучка ионов сравниваются со значениями среднего эффективного заряда ионов.
Экспериментальные результаты по энергетическим потерям и зарядовому распределению пучков ионов U2S+ и U7b+ (с энергией Eq = 11.5 МэВ/а.е.м.) на выходе из плазменной мишени, из анализа которых установлено влияние значения начального заряда иона на величину тормозных потерь. Измеренные экспериментальные значения среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе q = 63 ± 0.5 для ионов U76+ и q = 64,5 ± 0.5 для ионов U2S+ в свою очередь указывают на влияние тормозных потерь ионов на величину среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе из мишени.
Уникальная экспериментальная установка по проведению исследования взаимодействия ионных пучков с плотной неидеальной плазмой взрывного генератора.
10. Экспериментальные результаты по измерению общей энергии вторичных частиц (ренгеновское излучение, нейтроны, гамма-излучение, 5 - электроны, ядерные осколки), выносимых через боковую поверхность цилиндрической мишени при воздействии интенсивного пучка ионов урана U'6+ с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м,.
Экспериментальные данные по торможению ионов в ионизованном веществе
Способность ТИ нагревать вещество характеризуется параметром удельной вложенной энергии Es [Дж/г]:
где р - плотность вещества, N{ - число частиц в пучке, RQ - радиус пятна фокусировки пучка на мишени, dE/pdx - удельные тормозные потери ионов в веществе мишени. Таким образом, для получения больших значений Es необходимо увеличивать интенсивность пучка Ni и стремиться к уменьшению площади пятна фокусировки. Что касается удельных потерь энергии иона, то они определяют физический пробег иона в веществе L Еа (а = 1,5) и, как будет показано в дальнейшем, существенно зависят от заряда иона. На рис.3, приведена зависимость пробега ионов различной массы от энергии частиц в холодном веществе. Видно, что наибольшее значение Es [Дж/г] можно получить, используя наиболее тяжелые ионы. Так ионы, имеющие одинаковые пробеги, можно считать эквивалентными с точки зрения нагрева вещества мишени, однако более энергичные тяжелые ионы обеспечивают заданный уровень удельного энерговклада пучка при меньшем значении тока.
Изучение фундаментальных процессов возникающих при прохождении заряженных частиц через вещество начатые Бете и Бором в ранних работах [1-3] до сих пор актуальны и находятся в фокусе исследований многих экспериментальных и теоретических групп. В настоящее время, особенно вырос интерес к исследованиям процессов при взаимодействии интенсивных пучков тяжелых ионов с веществом в диапазоне энергий от десятка до сотен МэВ/а.е.м. [4-8]. Это обусловлено необходимостью определения точных значений параметров взаимодействия таких как, — полный пробег ионов, тормозные потери ионов, фрагментация ядер, зарядовое и энергетическое распределение ионов в процессе взаимодей ствия с веществом, для широкой области применения пучков тяжелых ионов. С развитием ускорительной техники направленной на создание мощных сильноточных установок, позволяющих получать мощные пучки тяжелых ионов ГэВ — ных энергий с полной энергией в пучке до 100 кДж, появляются новые направления их использования — пучковая терапия [9,10], ФВПЭ создаваемая интенсивными пучками тяжелых ионов, физика плазмы, тяжелоионный инерциальный термоядерный синтез (ИТС) [11,12]. Такие установки, в настоящее время, создаются, как за рубежом — в Обществе Тяжелоионных Иследований (GSI), г.Дармштадт, Герма ния, проект «FAIR» SIS - 100/300 [13,14], так и в России в Институте Теоретической и Экспериментальной Физики (ГНЦ ИТЭФ), г.Москва, 1Г Тераваттнвій накопитель тяжелых ионов (ТВН - ИТЭФ) [15-17]. В таблице 1 приведены ожидаемые параметры ионных пучков на создаваемых ускорительных комплексах ТВН-ИТЭФ и SIS-100/300.
Одно из приоритетных направлений исследований на создаваемых ускорительно накопительных установках являются исследования в области ФВПЭ в веществе, включающие исследования по изучению уравнения состояния вещества при давлении в сотни мегабар и температуре 10 эВ, физики плотной высокотемпературной плазмы и атомной физики. Кроме того, ускорители тяжелых ионов с энергией ионов около 5 — 10 ГэВ рассматриваются как перспективные ускорительные комплексы для драйвера инерциального термоядерного синтеза (ИТС) на пучках тяжелых ионов.
В настоящее время экспериментальные исследования по управляемому термоядерному синтезу (УТС), опирающиеся как на принцип магнитного удержания в установках типа "ТОКАМАК", так и на принцип инерциального удержания с использованием в качестве драйвера мощных лазеров, вплотную подошли к осуществлению демонстрационного эксперимента по зажиганию управляемой термоядерной реакции в лабораторных условиях. В конце 70 х годов было выдвинуто новое предложение использовать в инерциальном термоядерном синтезе (ИТС) в качестве драйвера ускоритель интенсивных пучков тяжелых ионов [12,18,19]. Эти идеи основаны не только на том, что такие пучки тяжелых частиц чрезвычайно эффективно взаимодействуют с веществом термоядерных мишеней, но также на том, что мощные токовые импульсы можно получать на основе известных технологий, разработанных для исследований в области физики высоких энергий.
Несмотря на то, что для создания первой демонстрационной установ ки по инерциальному термоядерному синтезу NIF [11] в качестве драйвера был выбран мощный лазер, интерес к ИТС на пучках тяжелых ионов не ослабевает как в самих Соединенных Штатах, так и в Европе, России и Японии. Это связано с тем, что по своей потенциальной эффективности, долговечности и частотным характеристикам тяжелоионный ускоритель имеет наилучшие перспективы для использования в качестве драйвера будущих термоядерных энергетических установок [20]: Высокий кпд преобразования подводимой к ускорителю энергии в энергию потока ионов 25 35 %; Возможность получения высокой повторяемости импульсов ионного пучка, 10 -г 100 импульсов в сек: Пространственное разделение ускорительного комплекса и реакторной камеры, что повышает безопасность работ; Высокая надежность и стабильность работы основных компонентов ускорительного драйвера, важные для его долговременной эксплуатации.
Метод "толстой мишени "для измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучка ионов в твердотельной мишени
Наряду с достаточно большим количеством опубликованных теоретических работ по моделированию торможения заряженных частиц в веществе [26-29], наблюдается ограниченное число экспериментальных работ по измерению полного пробега и энерговыдления пучков тяжелых ионов в веществе. В основном, данные по торможению ионов в веществе вычисляются из экспериментальных значений энергетических потерь протонов и альфа частиц, Наблюдаемые данные в литературе по полному пробегу ионов в холодном веществе различаются до 20 % [30-32]. В тоже время, как показано в работе [33] рис.6, неопределенность в полном пробеге ионов существенно влияет на коэффициент конверсии энергии ионного пучка в рентгеновское излучение.
Другим важным аспектом теории торможения ионов, на которую: нужно обратить внимание является образование вторичных частиц при взаимодействии интенсивного пучка ионов с веществом. В качестве вторичных частиц могут выступать быстрые 5-электроны, фотоны или ядерные осколки. В рамках расчета термоядерной мишени здесь возникают сразу две важные задачи: вычисление выноса энергии из абсорбера за счет образования вторичных частиц, что приводит к менее эффективной передачи энергии конвертору, и потери части энергии; и необходимость оценки преднагрева топлива вторичными частицами с учетом конкретной геометрии мишени. Последний процесс может сильно снизить эффективность сжатия термоядерного топлива. В работе рассмотрено торможение пучков ионов в холодном веществе с учетом явления ядерной фрагментации. Дана оценка количества ядерных осколков, образовавшихся от частиц пучка.
Пробеги и ионизационные потери тяжелых многозарядных ионов в мишени будут обусловленві тормозной способностью, как холодного вещества, так и плотной плазмы в широком диапазоне температур. Следовательно, знание величии пробегов и профилей энерговыделения пучков тяжелых, заряженных частиц в веществе, находящимся в различных агрегатных состояниях позволят более точно рассчитать конструкцию термоядерной мишени.
Поскольку получить плазму с твердотельной плотностью, необходимую для проведения исследования в рамках ИТС, в настоящее время не представляется возможным, поэтому для изучения процессов, происходящих при торможении ионов в ионизированном веществе, используют плазму, созданную с помощью сильноточного разряда в газе, капиллярный разряд, лазерную плазму и др. [34-36]. Эксперименты по измерению потерь энергии ионов в плазме, проведенные в работах [37-40] позволили изучить особенности торможения тяжелых заряженных частиц в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов 1016 — 1019 см 3 и выявить два основных эффекта: увеличение тормозной способности плазмы по сравнению с холодным веществом за счет взаимодействия со свободными электронами плазмы: эффективный заряд налетающего иона в полностью ионизованном газе имеет более высокую величину, чем в холодном газе, что также приводит к увеличению энергетических потерь налетающих частиц.
Однако выделить вклад от этих двух эффектов в тормозную способность плазмы на основе анализа полученных экспериментальных результатов весьма затруднительно. Поэтому одной из целей настоящей диссертационной работы является систематическое экспериментальное исследование взаимодействия пучков тяжелых ионов с плазмой, измерение энергетических потерь и зарядового распределения протонов и ионов различных атомных масс, в диапазоне энергий 3.6 — 11.4 МэВ/а.е.м. в плазме с электронной плотностью выше Ю19 см 3.
Еще одной чрезвычайно важной задачей, возникающей в рамках ИТС, является контроль параметров плазмы термоядерной мишени и установления соответствия между этими параметрами и тормозной способностью вещества. Отметим, что принципиальной проблемой, на пути решения этой задачи, является необходимость создания диагностического комплекса для измерения плотности и температуры плазмы изменяющиеся на несколько порядков Ufe — 1018 1024 и Те от десятка до сотен эВ. Существующие методики пока не позволяют контролировать весь указанный диапазон плотностей и температур. Трудности возникают в основном при измерении параметров плазмы с плотностью свободных электронов п/е 1019 см-3, когда возможности стандартных оптических и спектроскопических методов резко уменьшаются в связи с ростом оптической толщины плазмы, а результаты рентгеновских исследований сильно зависят от выбора термодинамической модели плазмы. Поэтому одной из задач настоящей работы являлось проведение исследования Кулоновского торможения протонов с энергиями 3 — 6 МэВ в плазме с электронной плотностью выше 1019 см-3 и разработка новой методики диагностики плотности свободных электронов плазмы на основе измерения энергетических потерь протонов.
Имплозия внутренних слоев цилиндрической мишени при кольцевом облучении интенсивным пучком тяжелых ионов в сильном магнитном поле является перспективным направлением для получения мегабар-ных значений давления. В таких экспериментах, может быть достигнуто давление в мишени в 10 раз превосходящее первоначальное давление создаваемое при поглощении интенсивного пучка тяжелых ионов. Так, в работе [262] было показано, что для параметров пучка тяжелых ионов, создаваемых ускорительно накопительных комплексов ТВН-ИТЭФ и проекта "FAIR 20-100 кДж/г, при длительности ионного пучка 50 — 100 нсек, возможно достичь давления в центре цилиндрической мишени до 100 Мбар, что открывает новые возможности для проведения исследований по физике высокой плотности энергии в веществе. Однако, в проведенных расчетах не учитывался эффект возможного предпро-грева внутренних слоев мишени вторичными частицами, возникающими при взаимодействии быстрых ионов с веществом, что может приводить к существенному уменьшению коэффициента сжатия. Поэтому, одной из задач данной работы являлось измерение энергии вторичных частиц поглощаемой во внутреннем слое цилиндрической мишени при облучении внешней оболочки мишени пучком тяжелых ионов с энергией в сотни МэВ/а.е.м.. Таким образом, цель дисертации состояла в разработке экспериментальных методов и их применении при исследовании процесса взаимодействия пучков тяжелых ионов с холодным и ионизованном веществом. В частности, разработанные методы были направлены на решение следующих задач: прецизионное измерение полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов в диапазоне энергий 100 — 1000 МэВ/а.е.м. при взаимодействии с холодным твердом веществом нормальной плотности, и исследование влияния пористости вещества на полный пробег и профиль энерговыделения пучка тяжелых ионов. исследование кулоновского торможения протонов и тяжелых ионов в диапазоне энергий 3 — 11 МэВ/а.е.м. в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов rife 1019 см.
Исследование энерговыделения пучка ионов урана с энергией до 950 МэВ/а.е.м. в твердом веществе
По оценкам последнего, максимальная поправка, вносимая данным эффектом в тормозную способность среды, не превышает 2 %. Необходимость внесения поправок, связанных с использованием первого Борцовского приближения при выведении формулы Бете, была обусловлена полученными в 1953 году экспериментальными различиями в потерях энергии положительных и отрицательных пионов в фотоэмульсии [56].
Теоретическое объяснение этого явления опирается на учет членов выше первого порядка по заряду в Борыовском приближении. Это приводит к тому, что в формуле для кулоновского логарифма 1.8 появляются члены, пропорциональные различным степеням Z\. Наиболее существенный вклад вносят члены первого и второго порядка ( Z\ и Z\). В этом случае dE/dx в 1.2 соответственно, пропорционально Z\ и Z\ . Поправки, связанные с этими членами, носят имена Баркаса и Блоха. Лин-дхард [57] предложил проводить учет этих поправок в нерелятивистском случае заменой Ьье — LQ В формуле 1.2 на сумму: L — LQ+LV ZI+L -Z Наличие нечетной степени по заряду налетающего иона в выражении для dE/dx.f математически объясняет различия в потерях положительно и отрицательно заряженных частиц. Физически причиной таких различий служит поляризация атомов среды налетающей частицей. Положительная частица "затягивает"электроны атомов мишени в траекторию, а отрицательная выталкивает, Таким образом, взаимодействия в первом случае усиливаются, что приводит к росту тормозных потерь. Аналитически, выражение для поправки L\ было получено Джексоном, Маккар-ти [58]. Почувствовать вклад поправки Баркаса в потери энергии можно только при очень малых скоростях налетающих частиц, когда значение LQ уменьшается (по крайней мере, до единицы), a L\ наоборот возрастает (но по абсолютному значению не превышает 0.2). Оценки сделанные Линдхардом [57] в модели электронного газа дали следующий результат: где Юрі - плазменная частота.
Поправка следующего порядка малости величины Z\ была теоретически получена Блохом [59,67] при обобщении классических и квантовых результатов Бора и Бете. Эта поправка имеет вид: где а — 1/137 постоянная тонкой структуры. Она не вносит вклад в различие в энергетические потери частиц противоположных зарядно-стей, но становится существенна при определении соотношения потерь энергии тяжелых и легких ионов, особенно при низких скоростях налетающих частиц (/3 « 0.01).
Андерсен [68] в экспериментальных работах по определению потерь энергии в тонких пленках с использованием калориметрического метода сумел определить значение Ь\ и L с точностью до 25 %. Наиболее серьезным упрощением, принятым в первоначальной теории ББВ, было отсутствие учета процессов потери и захвата электронов налетающим ионом при прохождении через вещество (f). На самом деле, величина заряда исходной частицы может испытывать значительные флуктуации, что оказывает существенное влияние на величину тормозных потерь, так как dE/dx Z2 (см. 1.2). Как показал Бетц [27] вероятность нахождения в данной точке траектории иона в определениом зарядовом состоянии, в общем случае зависит от пяти факторов: заряда ядра, начального зарядового состояния и скорости налетающей частицы, заряда ядра атомов и плотности мишени. При создании полуэмпирической модели поведения заряда иона при прохождении через вещество было введено ставшее сегодня классическим понятие эффективного заряда иона, как отношение тормозной способности этого иона к тормозной способности для протона с той же скоростью.
Это определение основано на формуле Бете 1.2 с кулоновским логарифмом 1.9. Теоретически расчет значений Zeff возможен в случае известных сечений взаимодействия налетающего иона с атомными электронами мишени и скоростей перезарядки. Данное определение не учитывает зависимости Кулоновского логарифма от эффективного заряда иона Zeff для случая рт{пд » pmin,q (формула Бора), для тяжелых ионов {Z\ » 1) с умеренными скоростями v « с. Как следствие, многочисленные эксперименты выявили существенное различие между значениями Zeff и средним равновесным зарядом, измеренным непосредственно на выходе замедлителя [27,49]. Те же эксперименты показали, что значения Zeff слабо зависят от химического состава и плотности среды. Теория торможения ионов в веществе, основным результатом которой стало выражение 1,2 с учетом Блоховской сшивки для Кулоновского логарифма связанных электронов и всех упомянутых выше поправок носит название Стандартной Модели Торможения (СМТ). Позднее [29,69,88-90] результаты Бете - Бора - Блоха (вместе со сшивкой 1.6) были непосредственным образом обобщены на случай разреженной плазмы. Тормозную способность электронов непрерывного спектра можно оценить по формулам, полученным в теории идеальной плазмы. Суммируя результаты ряда теоретических исследований [52,91] М.М.Баско предложил следующий алгоритм вычисления (dE/dx),e [29,90]:
Методика определения плотности свободных электронов на основе измерения энергетических потерь протонов в плазме
Теоретические исследования механизмов энергетических потерь ионов в ионизованном веществе при высокой температуре [28,29,47,52,88,89, 91-93,135] стимулировали экспериментальные работы в этой области. Результаты основных экспериментальных работ по измерению потерь энергии в ионизованном веществе и соответствующие им параметры плазменных формирований сведены в 1.1. В таблице и предлагаемом обзоре, основное внимание уделено вопросам измерения и анализа потерь энергии тяжелых заряженных частиц в плазме и определению влияния наличия свободных электронов на рост тормозной способности плазмы по сравнению с холодным, не ионизованным веществом.
Одним из важных аспектом для задач ИТС являются сопоставления энергетических потерь энергии ионов с параметрами ионизованного вещества, поэтому в каждом рассматриваемом ниже случае приводится упоминание о методах и результатах диагностики плазмы.
Первые экспериментальные работы по изучению тормозной способности плазмы относятся к началу 80-х. В работе [94] были проведены измерения потерь энергии дейтронов 1 МэВ в частично ионизованной углеродно — водородной плазме, а также плазме образованной в мишени, изготовленной из А1. Плазма создавалась фокусировкой интенсивного пучка дейтронов с энергией 1 МэВ, ускоренным с помощью высоковольтного диода с пиковым напряжением 1.5 MB.
Для определения потерь энергии дейтронов использовался метод времени пролета нейтронов с применением многослойных мишеней. Мишень представляет собой сборку из майларовой (или алюминиевой) пленки, на передней и задней поверхности которой наносятся пленки из дей-терированного полиэтилена {CD%). Измеряя время пролета нейтронов, образующихся при реакции d - d, на передней и задней поверхности мишени, определись потери энергии дейтронов в исследуемой фольге. Регистрация нейтронов производилась в направлении распространения исходного пучка, с использованием кинематических реакций.
Оценки степени ионизации плазмы были проведены на основе измерений падающей на мишень энергии. Декларируемая неопределенность степени ионизации составляла 30 %. Из представленных в работе результатов видно, что тормозные потери 1 МэВ дейтронов возрастают в плазме по сравнению с холодным веществом: для алюминия — на 20 % при плотности тока пучка 50 кА/см2, и — на 40 % при 250 кА/см2. Для майлара при меньшей плотности тока пучка рост потерь энергии укладывается в пределы погрешности измерений, что объясняется низкой, в соответствии с расчетом, степенью ионизации плазмы. При росте эиер-говклада различие энергетических потерь между создаваемой пучком плазмой и холодным майларом составили 45 %. Наибольшее количество экспериментов по исследованию тормозных потерь ионов было проведено для плазмы, образуемой в результате сильноточного электрического разряда в газах.
В цикле экспериментов по торможению тяжёлых ионов на перезарядном электростатическом ускорителе в Орсее (Франция) была использована плазменная мишень на основе сильноточного разряда в водороде [40, 84,102-104]. Были проведены исследования торможения ионов Вг6+ с энергией 0.9 МэВ/а.е.м., и S7+ с энергиями 1, 1.5 и 2 МэВ/а.е.м. в полностью ионизованной водородной плазме [102]. Также проведены измерения потери энергии ионов с помощью время — пролетной методики ToF — методом и зафиксировано увеличение тормозной способности плазмы по сравнению с холодным газом. На следующем этапе были измерены потери энергии и зарядовые распределения ионов хлора С11Ъ+ с Е = 2 МэВ/а.е.м. в несколько модифицированной водородной плазменной мишени {nedl — 2 1017 см-2).
В этих экспериментах плазменная мишень представляла собой сильноточный разряд в водороде. Она состояла из кварцевой трубы длиной 400 мм и диаметром 5 мм, заключенной между двумя быстрыми клапанами. При такой конструкции мишени расчетная энергия, необходимая для полной ионизации водорода, составляет всего несколько Дж. В этом случае, поток излучения, падающий на внутреннюю стенку мишени ниже порога плавления кварца — это позволило исключить основную часть десорбционных процессов. В процессе эксперимента, в каждом выстреле, производится регистрация Штарковского уширения На и Н$ линий. Параметры плазмы, определенные из спектроскопического анализа совпали с хорошей точностью с параметрами плазмы, измеренные методами лазерного поглощения (на двух длинах волн) и лазерной интерферометрии. Влияние эффекта плазменной линзы, за счет сильноточного разряда, не позволило авторам получить временной профиль потерь энергии на протяжении всего разряда. Поэтому измерения проводились в момент времени, когда собственное электромагнитное поле плазмы ослабевало, что соответствовало прохождению тока разряда через ноль и плотности свободных электронов 2 1017 см-2.
Для определения энергии ионов, пучок, после прохождения плазменной мишени, анализировался при помощи дипольного магнита, на выходе которого был установлен быстрый сцинтиллятор (NE 102). Регистрация изображения, получаемая на сцинтилляторе, осуществлялась ПЗС камерой. Были проведены измерения потерь энергии ионов С113+ с Е — 2 МэВ/а.е.м. для холодного газа и для плазмы с одинаковыми значениями линейной плотности. Полученные результаты представлены на рис. 1.4
Позднее [116], для абсолютно идентичной схемы установки были проведены прецизионные измерения тормозных потерь ионов СІ + с энер гией 1.5 МэВ/а.е.м. в холодном и полностью ионизованном дейтерии. Для нейтрализации влияния эффекта плазменной линзы, использовался специальный дипольныи магнит "с раздвоенным полюсом", который служил магнитным спектрометром с сильной перефокусировкой. В результате точность определения энергии составляла АЕ/Е — 10 4. Экспериментальные данные энергетических потерь ионов С?13"1", в зависимости от линейной электронной плотности плазмы, представлены на рис. 1.4 [84]. В этих экспериментах было впервые продемонстрировано увеличение среднего заряда тяжёлых ионов и смещение зарядовых распределений в плазме по сравнению с холодным газом. Измерены также дифференциальные потери энергии ионов как функция от заряда иона, показано, что в плазме данная зависимость сильнее (0.15 МэВ/заряд), чем в холодном газе (0.047 МэВ/заряд). Для идентичной схемы установки были проведены измерения тормозной способности водорода в диапазоне давлений 0.1 — 120 тор для ионов 1277 с энергией 169 МэВ. Была построена зависимость эффективного заряда ионов от их выходной энергии, используя данные энергетических потерь протонов.
