Мискевич Прямое преобразование ядерной енергии 2011

4.1. Механизмы создания инверсной заселенности уровней при ядерной накачке

В газовых средах реализованы четыре способа получения инверсной заселенности. Рассмотрим каждый из этих способов в отдельности.

4.1.1. Рекомбинационная схема

Активная среда лазера представляет собой бинарную смесь буферного газа А и лазирующего газа В. Лазеры такого типа работают в ИК-диапазоне длин волн (1–3,5 мкм) на переходах высоковозбужденных атомов газа В. По этой схеме выполнены лазеры He–Xe, He– Kr, He–Ar, Ar–Xe, Kr–Xe, а также Не–Cd на переходах Cd I [5, 10].

Заселение верхнего лазерного уровня происходит за счет диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов лазирующего газа:

приводят к возникновению инверсной заселенности рабочего уровня. Эти процессы схематично показаны на рис. 4.1.

Для эффективной работы рекомбинационного лазера требуется высокая скорость конверсии атомарных ионов В+ лазирующего газа в молекулярные ионы В2+:

В+ + 2В → В2+ + В; В+ + В+ А → В2+ + А.

Атомарные ионы В+ образуются при соударениях с возбужденными состояниями буферного газа за счет процессов – реакций Пеннинга:

Аm + B → B+ + A + e + E; А2* + B → B+ + 2A + e .

и реакций перезарядки:

А+ + B → B+ + A;

А2+ + B → B+ + 2A .

101

Таким образом, в образовании ионов В+ могут участвовать почти все носители энергии ядерной реакции. Поэтому в рекомбинационных лазерах высока эффективность преобразования энергии ядерных реакций в когерентное излучение – до нескольких процентов вложенной в газ энергии.

Рис. 4.1. Схема рекомбинационного лазера на переходах атомарного ХеI

4.1.2. Столкновительное заселение верхнего рабочего уровня

По этой схеме работают лазеры на парах металлов (Не–Cd, He– Zn) на переходах возбужденных ионов [52]. Лазеры излучают в видимой, ближней ИК- и УФ-областях спектра.

Накачка верхнего лазерного уровня (B+)* происходит за счет ре-

(B+)** → (B+)* + hv (рабочий переход).

102

Очистка нижнего рабочего уровня происходит за счет радиационного распада. Возникновению инверсии заселенности в этой схеме накачки способствует то обстоятельство, что радиационные времена уровней возбужденных ионов обычно возрастают с ростом энергии возбуждения, и инверсия достигается автоматически за счет быстрой очистки нижнего уровня.

Схема столкновительного заселения верхнего рабочего уровня Не–Сd лазера приведена на рис. 4.2.

Рис. 4.2. Схема парометаллического Не–Cd на переходах иона CdII

В реакциях перезарядки и Пеннинга одновременно могут заселяться и много различных ионных уровней. Поэтому эффективность преобразования энергии ядерных реакций в лазерное излучение для отдельного перехода у этого типа лазера меньше, чем работающего по рекомбинационной схеме. Однако лазеры со столкновительным заселением верхнего рабочего уровня одновременно могут работать на многих переходах, и в этом случае их КПД существенно увеличивается и теоретически может превышать КПД рекомбинационно-

103

го лазера. Кроме того, в лазерах такого типа существует возможность получения лазерных каскадных переходов, при которых происходит более полное использование энергии накачки.

Характерные значения коэффициентов спонтанного испускания для ионных переходов Аik ~ 107÷108 c-1. Металлы с конфигурацией внешних электронных оболочек типа nd10 (n+1)s2 (здесь n = 3, 4, 5 – главное квантовое число для атомов Hg, Cd и Zn), имеют долгоживущие ионные уровни с характерным временем жизни ~ 106 c-1. Это так называемые бейтлеровские уровни. Переходы с этих уровней весьма удобны для лазерного действия, так как в низкотемпературной плазме удается получить высокие заселенности бейтлеровских уровней.

4.1.3. Столкновительная очистка нижнего лазерного уровня

Лазеры такого типа используют переходы в нижнее возбужденное состояние атома (или иона)- на метастабильный уровень или долгоживущий из-за пленения резонансного излучения .. Уменьшение времени жизни нижнего уровня достигается за счет введения в

состав активной среды специально подобранной примеси, эффективно разрушающей (например за счет реакции Пеннинга) нижний лазерный уровень и слабо разрушающей верхний. В некоторых случаях эту функцию выполняет сам буферный газ.

А+ В+ + е, (реакция Пеннинга);

А* + В →

А+ В, (удары 2-го рода).

Здесь В , В+, А* – соответственно атомы и ионы тушащей примеси и возбужденные атомы лазирующего газа на нижнем рабочем уровне.

Число активных сред со столкновительной очисткой нижнего уровня исключительно велико, и они могут включать в себя как смеси обычных газов, так и паров металлов. В настоящее время по этой схеме работают следующие лазеры [5, 52, 62, 68]: Нe–Ne–Ar, Ne–Ar, Не–Ne–Kr, Ne–Kr, Ne–Xe, He–Ar (длины волн: 585,2, 703,2, 724,5, 1148,8 нм); He–Xe–Hg–H2 (546,1 нм); Не–N2–H2 (391,4, 427,8 нм), и в будущем можно ожидать появления других лазеров такого типа.

104

Оценим величину минимальной концентрации примесных атомов В, необходимой для получения инверсии на переходах атомов А в нижнее долгоживущее состояние. Уравнение баланса частиц для верхнего и нижнего рабочих уровней атома А имеют вид

d[А**] /dt = f* – [А**].A21 – k1. [А**].[В]; d[А*] /dt = [А**].A21 – k2 . [А*].[В];

А** → А* + hv (рабочий переход).

Здесь [A**] и [А*] – концентрации лазирующего газа на верхнием и нижнем рабочих уровнях, А21 – коэффициент Эйнштейна для рабочего перехода, f* – cуммарная скорость заселения верхнего рабочего уровня А**, k1 и k2 – коэффициенты скорости реакции тушения верхнего и нижнего уровней атома А примесным газом В.

В квазистационарном приближении производные равны нулю. Решая систему алгебраических уравнений, находим

[А**] – [А*] = { 1 – A21/k2.[В]}. f* / ( A21 + k1.[В]).

Инверсия заселенности будет иметь место , если выражение в фигурных скобках { 1– A21/k2. [В]} > 0. Отсюда минимальная пороговая концентрация атомов В будет равна

Поскольку k 1 ≈ k2 , то при пороговых значениях концентрации [Ar]= 1017 cм-3 заселенность верхнего 2р53р уровня NeI будет уменьшаться в 2 раза.

В лазерах со столкновительной очисткой нижнего уровня важную роль играет перемешивание уровней за счет упругих соударений с атомами буферного газа и другими составляющими газовой смеси. В Не–Ne–Ar лазере перемешивание уровней снижает заселенность верхнего уровня для линии 585,2 нм и увеличивает заселенность уровня для линий 703,2 и 724,5 нм.

105

4.1.4. Раздельное возбуждение компонент активных сред

Лазеры такого типа используют многокомпонентные газовые смеси с добавками молекулярных газов N2 и O2 . По этой схеме ра-

ботают лазеры N2–CO2 (λ = 10,6 мкм) и Ar–O2–I2 (λ = 1,27 и 1,31

мкм) [15, 69]. В процессе ядерной накачки за время действия импульса нейтронов источника происходит наработка и накопление долгоживущих молекул N2*(A3Σu+), имеющих радиационное время жизни ~ 2 с, или молекул O2*(a1 g), для которых время жизни равно 45 мин. Затем эта энергия возбуждения молекул в соударениях передается молекулам СО2 или I2. При высоких давлениях газовой смеси радиационное время жизни уровней уменьшаются до 0,1 с (для N2) и 1 с – для О2 .

Рис. 4.3. Схема СО2-лазера с ядерной накачкой

Основное преимущество раздельной схемы накачки – более полное использование нейтронного потока накачки за счет плотного размещения слоев делящегося вещества. Конструктивно лазеры выполнены в виде двух связанных объемов, через которые осуще-

106

ствляется прокачка газов. Один объем находится в зоне действия нейтронного потока и содержит радиатор заряженных частиц 235U или 10 В. Этот объем заполняется газами N2 или O2 и служит для создания и накопления долгоживущих молекул этих газов.

Второй объем – лазерный, расположенный вне зоны действия нейтронного потока. В этом объеме происходят смешивание всех компонент газовой смеси активной среды лазера, передача энергии возбуждения молекул N2* (или O2*) рабочим молекулам СО2 или I2. Схема такого лазера показана на рис. 4.3.

4.2. Общая схема лазера с ядерной накачкой и особенности конструкции

Типичная конструкция активного элемента газового ЛЯН на парах металла приведена на рис. 4.4. Она представляет собой трубку диаметром 3–5 см и длиной порядка 1–3 м, заполненную специально подобранной газовой или парогазовой смесью высокого (0,5– 5 атм) давления. Внутри трубки имеется так называемый радиатор заряженных частиц, выполненный из ядерно-активного вещества который может быть газовым или твердым в виде тонкого слоя толщиной в несколько мг/см2. При облучении активного элемента внешним потоком нейтронов в радиаторе заряженных частиц инициируются нейтронные ядерные реакции (см. табл. 1.1), сопровождающиеся образованием высокоэнергетичных заряженных частиц. Высокоэнергетичные продукты этих ядерных реакций и возбуждают активную среду лазера.

Рис. 4.4. Конструкция газового ЛЯН на парах кадмия [52, 73]

107

Газовые радиаторы входят в состав активной среды ЛЯН и обес-

печивают объемную накачку активной среды лазера. Это могут быть Н2 , 3Не, 4Не, 10ВF3 , UF6 , UCl4, UI4, UBr4 и другие газы или га-

зообразные соединения [70]. Твердый радиатор выполняется в виде тонкого слоя ядерно-активного вещества (10В, 6Li, 235 U), нанесенного на внутреннюю боковую поверхность трубки. Твердые радиаторы обеспечивают поверхностную накачку активной среды лазера.

Различие между объемной и поверхностной накачкой состоит в том, что при объемной накачке ядерные реакции происходят равномерно во всем объеме активной среды, в то время как при поверхностной накачке – только в тонком слое на боковой поверхности трубки. Поэтому поперечные размеры активного элемента ЛЯН с поверхностной накачкой ограничиваются величиной пробега продуктов ядерной реакции. Технология изготовления радиаторов заряженных частиц, в том числе многокомпонентных невыгорающих, описана в работе [14].

При накачке ЛЯН быстрыми нейтронами используются газообразные радиаторы, выполненные только из легких газов (Не, Н2). Эти газы должны входить в состав активной среды лазера. В этом случае заряженные частицы являются ядрами отдачи, которые образуются при упругих столкновениях нейтронов с атомами активной среды.

Активная среда ЛЯН представляет собой двухкомпонентную

(Не–Хе, Ar–Xe, He–Cd ) или многокомпонентную (He–Ne–Ar, Не– Хе–Hg–Н2) газовую или парогазовую смесь, основной компонентой которой является так называемый буферный газ, содержание которого в смеси может составлять 90 % и более. В качестве буферного газа используются газы с наивысшими потенциалами ионизации – обычно Не, Ne или Ar.

Активный элемент ЛЯН размещается в оптическом резонаторе или представляет собой отдельную усилительную секцию, через которую пропускается лазерное излучение задающего генератора.

Для того чтобы лазер с ядерной накачкой заработал, активный элемент необходимо облучать потоком нейтронов. Источником нейтронов, инициирующих ядерные реакции в радиаторе, могут быть нейтроны утечки, выходящие из активной зоны импульсного или непрерывного ядерного реактора, или же нейтроны самоподдерживающейся реакции деления, если реализуется концепция ре-

108

актора-лазера, когда лазерные активные элементы с твердым урансодержащим радиатором, собранные вместе в достаточно большом количестве, образуют активную зону ядерного реактора-лазера. Для обеспечения требуемого для накачки ЛЯН энерговыделения в газе несущественно, какие для этого используются нейтроны – нейтроны утечки, выходящие из активной зоны реактора, или же нейтроны самоподдерживающейся реакции деления.

4.2.1. Краткие сведения о ядерном реакторе

Ядерным реактором называется установка, в которой в большом масштабе осуществляется реакция деления ядер урана или плутония под действием нейтронов:

235U + n → ff1+ff2 +ν быстр.нейтр.+(β-част.,γ-кванты, нейтрино).

В результате этой реакции выделяется энергия 204 МэВ, которая распределяется между продуктами реакции – легким и тяжелым осколками деления ядра урана (суммарная кинетическая энергия 167 МэВ), ν = 2,45 быстрыми нейтронами (суммарная кинетическая энергия 5 МэВ), мгновенным γ-излучением (6 Мэв), нейтрино (12 МэВ) и энергией распада продуктов деления в виде β-частиц (8 МэВ) и γ-квантов (6 МэВ).

Рассмотрим бесконечную ураносодержащую среду, представляющую собой смесь ядер 235U и конструкционных материалов (например, воды или графита), в которой произошел один акт деления ядра 235U при захвате теплового нейтрона. В результате в среде выделилась энергия, образовались два высокоэнергетичных осколка и возникли ν = 2,45 быстрых нейтронов с энергией Е ~ 2 МэВ. С их помощью можно будет далее поддерживать цепную реакцию деления в этой среде. Очевидно, что для продолжения реакции необходимо, чтобы из первичных 2,45 быстрых нейтронов хотя бы один нейтрон вызвал новое деление ядра урана.

Образовавшиеся нейтроны будут термализоваться при упругих

инеупругих столкновениях с ядрами конструкционных материалов, испытывать захват этими материалами, а также взаимодействовать с ядрами урана-235, приводящими к делению ядер урана (σf )

изахвату нейтрона с образованием нового изотопа урана – урана-

109

236 (который, в отличие от 239Pu, не делится под действием тепловых нейтронов):

Здесь σf и σt – соответственно сечение деления урана и полное сечение взаимодействия нейтрона с ядром урана. В результате реакций (4.2) рождаются новые нейтроны, а за счет реакций (4.3) они теряются.

Обозначим через η среднее число быстрых нейтронов, возникших при захвате одного теплового нейтрона ядром 235U. Очевидно, что

поскольку тепловые нейтроны участвуют в реакциях (4.2) и (4.3). Потери тепловых нейтронов происходят также из-за поглощения

нейтронов в конструкционных материалах. Обозначим через θ отношение числа тепловых нейтронов, поглощенных ядрами урана235, к полному числу поглощенных тепловых нейтронов в среде.

В процессе замедления некоторая часть быстрых нейтронов также теряется за счет резонансного захвата конструкционными материалами и топливом. Обозначим через φ долю тепловых нейтронов, получившихся в результате замедления быстрых нейтронов. Тогда коэффициент размножения нейтронов в бесконечной среде k∞ будет равен

Самоподдерживающаяся цепная реакция деления будет возможна только в том случае, если k∞ ≥ 1. При расчете ядерного реактора состав ураносодержащей среды выбирают таким, чтобы коэффициент k∞ принимал наибольшее значение. Это можно сделать, поскольку все три коэффициента определяются характеристиками используемых материалов и их концентрациями.

Мы рассмотрели здесь ураносодержащую среду бесконечных размеров и определили коэффициент размножения нейтронов в ней. Реальная конструкция реактора всегда имеет конечные размеры. В этом случае для среды конечных размеров возникает дополнительный источник потерь нейтронов – утечка их через границу среды в

110