ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2007, том 33, № 5, с. 397-423
ДИНАМИКА ^^^^^^^^^^^^^^ ПЛАЗМЫ
УДК 533.9
ГЕНЕРАЦИЯ НЕЙТРОНОВ В Z-ПИНЧАX
© 2007 г. В. В. Вихрев, В. Д. Королев
РНЦ "Курчатовский институт", Институт ядерного синтеза Поступила в редакцию 09.02.2006 г. Окончательный вариант получен 23.08.2006 г.
Дан обзор экспериментальных и теоретических достижений по генерации нейтронов в 2-пинчах на различных установках. Изложены основные результаты разработок генерации нейтронов из плазмы 2-пинча и обсуждены вопросы зажигания в этой плазме термоядерной волны горения.
PACS: 52.58.Lq
1. ВВЕДЕНИЕ
Изучение самосжимающихся разрядов под действием собственного магнитного поля было начато в начале 50-х годов. В экспериментах с прямыми разрядными трубками, заполненными дейтерием, были получены первые нейтроны в термоядерных исследованиях Л.А. Арцимовичем с сотр. [1, 2].
Первоначальная идея создания нейтронного источника излучения на основе 2-пинчей, а затем и реактора заключалась в следующем. В разрядной камере с дейтерием и тритием создается разряд с достаточно большим током. Магнитное поле, которое возникает при прохождении тока, может удерживать газокинетическое давление плазмы. При наличии радиального равновесия давления плазмы и магнитного поля температура водородной плазмы в 2-пинче определяется соотношением Беннета
Т = 12/4е2Ы, (1.1)
где N = пг2п - число ионов на единицу длины пинча.
Из (1) следует, что если пропустить через пинч ток 106 А, а количество частиц в сечении пинча будет 1017 частиц на единицу длины, то температура в разряде составит 10 кэВ. Этого достаточно для протекания интенсивной термоядерной реакции в плазме пинча.
Действительно, в первых же экспериментах по 2-пинчам при заполнении разрядной камеры дейтерием наблюдалось нейтронное излучение (108109 нейтронов в одном разряде [3-5]). Это породило вначале большой оптимизм в исследованиях по 2-пинчам. Однако дальнейшее, более тщательное изучение разрядов 2-пинча, показало, что процесс получения нейтронного излучения в 2-пинче не описывается такой простой схемой [6].
Пинч оказался неустойчивым по отношению к магнитогидродинамическим неустойчивостям [7, 8]
и быстро разрушался. Одновременно было выяснено, что основное нейтронное излучение в нем появлялось на стадии сильно развитой неустойчивости. Это сильно изменило отношение к пинчам, и дальнейшие исследования пинча были, в основном, посвящены изучению поведения плазмы в нем в условиях МГД-неустойчивости.
К настоящему времени опробовано довольно много конфигураций 2-пинчей, проведены эксперименты с многочисленными видами нагрузок, содержащими дейтерий, и существенно повышен уровень токов, проходящих через пинч. В результате величина нейтронного излучения в пинчах при пропускании в нем тока через вещество, содержащее дейтерий, увеличилась на пять порядков величины [9].
Кроме этого направления в исследованиях 2-пинчей возникли и другие направления использования 2-пинчей для зажигания термоядерной реакции. Одно из главных направлений основано на создании мощного импульсного источника рентгеновского излучения с помощью пинча [10, 11]. Это рентгеновское излучение предполагается использовать для сжатия сферической термоядерной мишени с зажиганием в ней самоподдерживающейся термоядерной реакции. Эти исследования в данном обзоре не рассматриваются.
2. ОБЗОР ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ
ИССЛЕДОВАНИЙ ПО НЕЙТРОННОМУ ИЗЛУЧЕНИЮ В ПИНЧАХ
2.1. Нейтронное излучение в газовых разрядах и плазменном фокусе
Значительное увеличение нейтронного выхода до 6 х 1012 нейтронов было достигнуто в разрядах типа "плазменный фокус" (ПФ), представляющих собой нецилиндрический 2-пинч [12]. В этих установках токовая оболочка имеет форму воронки, допускающей вытекание плазмы из области максимальной плотности. Эксперименталь-
но было обнаружено, что существует связь между генерацией нейтронов и развитием неустойчивости типа перетяжки (m = 0) в Z-пинче [13, 14]. Важнейшей чертой этой неустойчивости является взрывное нарастание плотности энергии на нелинейной стадии сжатия перетяжки. Одновременно при изучении ускорения плазмы разрядным током в коаксиальных плазменных ускорителях Мейзер обнаружил явление фокусировки плазмы на оси вблизи анода [15]. Место, где происходила фокусировка плазмы, Мейзер назвал плазменным фокусом (по аналогии с фокусировкой световых лучей). Явление фокусировки плазмы на оси в установках плазменного фокуса во многом схоже с явлением кумуляции плазмы в нецилиндрическом Z-пинче.
Уже в ранних работах была установлена сильная зависимость нейтронного выхода от тока. Существенная информация об этих механизмах была получена в экспериментах по изучению характеристик ионной и электронной эмиссии, жесткого (ЖР) и мягкого (MP) рентгеновских излучений, результатов исследований динамики сжатия и формирования плотной, горячей плазмы. К настоящему времени установлено, что зависимость нейтронного выхода от величины разрядного тока описывается степенной функцией Y In, где n находится в интервале 3.3-5 [16-21]. В [16] приведена зависимость нейтронного выхода от тока, полученная Н.В. Филипповым и В.С. Имшенником для ПФ с оптимизированными параметрами: Y ^ I49. Зависимость полного выхода от разрядного тока на плазменном фокусе POSEIDON (W = 680 кДж, U = 60 кВ) с током до 1 МА соответствовала степенной функции Y ^ I4 [18], а в работах [19-20], выполненных на разных установках типа ПФ, зависимости Y ^ I44. На основе анализа большого количества экспериментов, выполненных в широком диапазоне токов, был сделан вывод, что показатель степени наиболее близок к значению 3.3 [21]. Следует, однако, отметить, что приведенные выше зависимости нейтронного выхода от величины разрядного тока наблюдались до величин 2 МА, с увеличением тока происходило насыщение нейтронного выхода.
Большое количество работ посвящено исследованиям нейтронного излучения в плазмофокус-ных системах [18, 19, 22-28]. Основные параметры установок приведены в табл. 1. Было обнаружено, что в установках мейзеровского типа спектр нейтронов имеет сложную структуру c несколькими максимумами. В большинстве опытов по измерению энергетического спектра нейтронов, выполненному на мегаджоульной установке (W = 0.5 МДж, U = 28 кВ, I = 0.8 МА, Y = = 1011 нейтр/имп.) во Фраскати (Италия), методом времени пролета с использованием сцинтилляци-онных детекторов, установленных под углом 0 =
= 90° к оси разрядной камеры, наблюдались центральный максимум с энергией 2.45 МэВ, соответствующей тепловому происхождению нейтронов, и два боковых пика, расположенных по обе стороны этого максимума [26]. По мнению авторов, появление этих пиков связано с возникновением пучков дейтонов, имеющих сложную конфигурацию. Из результатов измерений, выполненных в [23, 24] с помощью ядерных эмульсий, следовало, что положение максимума спектра и его форма зависят от угла регистрации 0 (0 = 0 соответствует углу наблюдения вдоль оси пинча в направлении от анода к катоду). В этих экспериментах при уменьшении угла регистрации наблюдалось смещение максимума относительно значения энергии 2.45 МэВ (0 = 90°), причем этот эффект проявлялся уже при углах 0 < 45° (см. рис. 1). Наибольшую величину этот сдвиг имел вдоль оси пинча (0 = 0), при этом максимум спектра соответствовал энергии 2.85 МэВ. Кроме того, в спектрах наблюдались дополнительные пики с меньшей, чем у максимума спектра, амплитудой, а форма спектра оказалась асимметричной относительно максимума. На установке PF-1000 (Ж = = 1 МДж, и = 40 кВ, I = 2.3 МА, У = 10101011 нейтр/имп.) из измерений по времени пролета энергии нейтронов в аксиальном направлении было установлено, что средняя величина максимальной энергии нейтронов, зарегистрированных под углом 0 = 0°, смещена сторону больших значений энергий относительно 2.45 МэВ и составляет 2.7 МэВ, а под углом 0 = 180° смещена сторону меньших энергий относительно 2.45 МэВ и равна 2.12 МэВ [27].
В [22] с помощью времяпролетной методики было обнаружено, что энергия первых потоков нейтронов, измеренных под углом 0 = 0 и соответствующих переднему фронту двух регистрируемых нейтронных импульсов, простирается до 2.8-3.2 МэВ, а энергия последней группы нейтронов, соответствующей заднему фронту, до 2.62.7 МэВ. Пространственное распределение нейтронного излучения последней группы нейтронов было близко к изотропному. Появление первого и второго импульсов нейтронного излучения соответственно коррелирует с первым и вторым сжатием плазменной оболочки и с формированием плазменного образования со сферической структурой после сжатия токового слоя.
В приведенных выше работах для объяснения полученных результатов и создания согласованной физической картины механизма генерации нейтронов предлагается допустить возникновение локальных пучков дейтонов, ускоренных в аксиальном и азимутальных направлениях с энергией ~100 кэВ.
Большое внимание на плазмофокусных установках было уделено изучению такой важной ха-
(а)
отн. ед.
60 50 40 30 20 10 0
катод
анод
анод
катод
е = 0° [L
Z
нейтроны
нейтроны
(б)
отн. ед. е = 40°
18 16 14 12 10 8 6 4 2 0
N
-я
J_I_I_|_
2.0 2.4 2.8 3.2 3.6 4.0 En, МэВ
отн. ед. е = 90°
60 50 40 30 20 10 0
Л
Рис. 1. Схематическое изображение плазменного фокуса мейзеровского типа (а), энергетические спектры нейтронов в зависимости от угла наблюдения 8 (б).
r
рактеристики нейтронного излучения, как его пространственно-временное распределение. Анизотропия полного нейтронного излучения, измерялась в работах [21, 24, 28]. На установке PF-360 (Ж = 360 кДж, и = 50 кВ, I = 1.85 МА, У = =1010 нейтр/имп.), как и в экспериментах, выполненных на установках такого же типа, анизотропия нейтронного излучения, определенная как отношение У(8)/У(8 = 90°), была в интервале 1.72.0 (см. рис. 2). Наибольший нейтронный выход в экспериментах на PF-360 наблюдался в направлении вдоль оси пинча, а наименьший - под углом 100°-160°к оси.
Временная структура нейтронного импульса исследовалась в [18, 19, 27, 28]. Обычно в экспериментах регистрировались два-три нейтронных импульса. Первый с длительностью на полувысоте 50 нс давал малый вкла
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.