ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2014, том 40, № 7, с. 664-675
ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ
УДК 533.922
ПРОСТРАНСТВЕННОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ ПЛАЗМЫ ПРИ БЫСТРОМ ЗАЖИГАНИИ ИОННЫМ ПУЧКОМ
© 2014 г. С Ю. Гуськов, Д. В. Ильин*, В. Е. Шерман*
Физический институт им П.Н. Лебедева РАН, Москва, Россия * С.-Петербургский политехнический государственный университет, Санкт-Петербург, Россия e-mail.guskov@sci.lebedev.ru, sherman@sv8325.spb.ru Поступила в редакцию 12.12.2013 г. Окончательный вариант получен 23.01.2014 г.
Представлены результаты теоретического исследования формирования пространственного распределения температуры плазмы при ее нагреве пучком высокоэнергетичных ионов в условиях изменения пробегов ионов различных частей пучка в плазме по мере ее нагрева. Основное внимание уделяется нагреву дейтерий-тритиевой (ВТ) плазмы ионным пучком в условиях быстрого зажигания мишеней инерциального термоядерного синтеза (ИТС). Исследовано влияние на пространственное распределение температуры начального спектра греющего пучка ионов. Для пучков ионов с различными зарядом, массой и начальным спектром частиц установлены критерии формирования различных типов пространственного распределения температуры, а именно, распределения с отрицательным градиентом температуры и квазиоднородного распределения, отвечающих краевому зажиганию предварительно сжатой мишени ИТС и распределения с температурным максимумом, отвечающего зажиганию во внутренней части мишени.
Б01: 10.7868/80367292114070038
ВВЕДЕНИЕ
Современный интерес к физике нагрева плазмы пучком высокоэнергетичных ионов связан с развитием работ в области быстрого зажигания [1, 2] мишеней ИТС. Быстрое зажигание предварительно сжатой мишени ИТС состоит в нагреве относительно небольшой массы термоядерного горючего так, чтобы самоподдерживающаяся волна горения распространилась в последующие моменты времени от области зажигания на остальную часть сжатого и холодного термоядерного горючего, окружающего область зажигания. Температура области зажигания должна превышать 7 кэВ, а ее плотность р и радиус Я в случае сферического игнитора должны соответствовать значению поверхностной плотности не менее (рД)^ = 0.4-0.6 г/см2. Нагрев предварительно сжатой мишени ИТС пучком высокоэнергетич-ных ионов считается на сегодня одним из наиболее перспективных методов быстрого зажигания. Преимущество этого метода по сравнению с использованием пучка электронов обусловлено незначительным рассеянием быстрых ионов, как в остаточной плазме испаряемой части мишени, так и в сжатом термоядерном веществе. По этой причине, в отличие от использования пучка электронов, нагрев пучком ионов может осуществляться без использования специального транспортирующего канала и обеспечивать формирование компактного пространственного рас-
пределения энергии, передаваемой сжатому термоядерному веществу мишени.
Понятно, что динамика горения и конечный термоядерный выход во многом определяются расположением области зажигания внутри мишени. Для сферической мишени ИТС, оптимальным является центральное расположение области зажигания, которое соответствует указанным выше минимальным значениям температуры и поверхностной плотности критерия зажигания. Зажигание от области, расположенной на границе термоядерного горючего, сопровождается потерями энергии, связанными с краевым разлетом вещества и выносом части энергии а-частиц за пределы термоядерного вещества. Таким образом, для задачи быстрого зажигания пучком тяжелых [1, 3, 4] и легких [5—7] ионов ключевой вопрос состоит в зависимости от параметров пучка характеристик пространственного распределения температуры плазмы, образующейся в канале распространения пучка, воздействующего на внешнюю границу мишени. При этом для внутреннего (желательно центрального) зажигания необходимо формирование распределения с максимумом температуры, удаленном от границы начала торможения пучка — границы мишени. Кроме того, важным обстоятельством является тот факт, что энергия зажигающего пучка будет тем меньше, чем меньшая доля энергии пучка будет тратиться на нагрев вещества в области канала, расположенной от границы мишени до области
зажигания. Следовательно, помимо ширины максимума пространственного распределения температуры, который должен удовлетворять требованиям критерия зажигания по параметру (рД)щ, второй важнейшей характеристикой распределения является контраст максимума, т.е. отношение значений температуры в максимуме распределения и на границе входа пучка в среду.
Физическая предпосылка того, что при нагреве вещества ионным пучком будет формироваться максимум в температурном распределении, состоит в эффекте аналогичном эффекту брэггов-ского пика в зависимости ионизационных потерь энергии быстрого иона и обусловлен свойствами тормозной способности вещества (удельных потерь энергии пробной заряженной частицы на единицу пройденного пути) по отношению к быстрому иону, скорость которого превышает скорость электронов среды. Действительно, сечение кулоновских столкновений определяется относительной скоростью взаимодействующих частиц, поэтому тормозная способность плазмы имеет различную функциональную зависимость для случаев, когда скорость пробного иона превосходит скорость тепловых электронов плазмы и когда эта скорость меньше скорости тепловых электронов [8]. В первом случае тормозная способность плазмы обратно пропорциональна скорости иона йЕ/йх ж Е — и не зависит от температуры плазмы. Во втором случае тормозная способность плазмы, наоборот, уменьшается с уменьшением скорости иона и, кроме того, уменьшается с ростом температуры плазмы:
йЕ/йх <х. Е1/2Т~3/2. Таким образом, быстрый ион, начальная скорость которого превосходит скорость тепловых электронов плазмы, передает большую часть своей энергии в конце пробега, когда его скорость становится сравнима со скоростью электронов среды. Поэтому, если поток моноэнергетических быстрых ионов нагревает вещество до температуры, при которой тепловая скорость электронов остается значительно меньшей, чем начальная скорость ионов греющего потока, пространственное распределение температуры в нагретой области будет иметь максимум. Максимум располагается вблизи границы прогретой области, которая определяется пробегом ионов. При этом пробег зависит только от начальной энергии ионов и мало меняется по мере нагрева плазмы. Такой режим нагрева плазмы до температур в несколько сотен электронвольт отвечает воздействию потока ионов на мишень тяжелоионного синтеза, которое должно обеспечить образование абляционного давления, сжимающего мишень (см., например, [9]). Если плазма нагревается до температур, при которых тепловая скорость электронов значительно превышает начальную скорость ионов пучка, то тем-
пература монотонно убывает в глубь нагреваемой области.
В общем случае сильного изменения тормозной способности плазмы по мере ее нагрева, когда соотношение между начальной скоростью ионов и тепловой скоростью электронов плазмы оказывается в значительной степени различным для частей пучка, взаимодействующих с веществом нагреваемой области в различные моменты времени, процесс формирования пространственного распределения температуры носит сугубо нелинейный характер. Именно такой режим нагрева пучком ионов отвечает быстрому зажиганию мишени ИТС при нагреве ограниченной области ЭТ-плазмы до термоядерной температуры. В условиях сильного изменения тормозной способности плазмы пространственное распределение удельного энерговыделения ионов передней части импульса, которые тормозятся в еще не нагретой плазме, будет иметь ярко выраженный максимум. Ионы более поздней части импульса будут тормозиться в нагретой плазме, поэтому максимум в распределении удельного энерговыделения ионов этой части пучка будет выражен слабее. При этом положение максимума удельного энерговыделения ионов более поздних частей пучка будет сдвигаться в направлении границы входа пучка в среду. В результате суммарное энерговыделение от различных частей ионного импульса будет приводить к уширению температурного пика и уменьшению его контраста.
Энергетический разброс ионов в пучке является еще одним фактором, который может привести не только к дополнительному размытию температурного пика, но и к полному его устранению. Рассматривая использование ионного пучка, сформированного в ускорителе, спектр частиц пучка можно считать моноэнергетическим. Что касается лазерно-ускоренных ионов, то за исключением перспективных методов пондеромо-торного ускорения в поле лазерного излучения с интенсивностью выше 1022 Вт/см2, начальный спектр ионов таких пучков имеет вид близкий к максвелловскому спектру (см., например, обзоры [10—12]). Поэтому, для лазерно-ускоренных ионов вопрос о влиянии начального спектра частиц греющего пучка на характер нагрева плазмы в условиях быстрого зажигания имеет важное значение.
Вопрос о пространственном распределении температуры в области зажигания при ее нагреве пучком ионов и зависимости энергии зажигающего пучка от характеристик такого распределения был поставлен в работе [13]. В этой работе были установлены общие закономерности формирования пространственного распределения температуры плазмы при ее нагреве пучком мо-ноэнергетичных ионов в условиях сильного изменения тормозной способности плазмы по мере ее
нагрева. Были определены диапазоны изменения начальной энергии ионов пучка, их заряда и массы, отвечающие формированию различных типов распределения температуры, а именно, распределения с отрицательным градиентом температуры (в направлении распространения пучка) и квазиоднородного распределения, а также распределения с максимумом температуры. Пучки, обеспечивающие распределения первых двух типов могут быть использованы только для краевого зажигания, тогда как пучки, обеспечивающие распределение с максимумом температуры — для зажигания во внутренних областях мишени, в том числе и в центральной.
Данная работа продолжает исследования работы [13] и посвящена выяснению особенностей формирования пространственного распределения температуры плазмы при краевом и внутреннем зажигании мишени ИТС пучком высоко-энергети
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.