Мискевич Прямое преобразование ядерной енергии 2011

газа с более низким потенциалом ионизации. Концентрация примесного газа обычно невелика (1–10 %), и энергия, поглощенная буферным газом, практически без потерь передается примесному газу. Конечно, не все реакции перезарядки, Пеннинга и диссоциативной рекомбинации, протекающие в активной среде ЛЯН, заселяют только один верхний рабочий уровень, участвующий в генерационном процессе. Часть энергии возбуждения буферного газа уходит на другие уровни, не участвующие в генерационном процессе. Это снижает КПД лазера.

Пример. Оценим величину предельно возможного КПД активной среды ЛЯН, когда вся энергия возбуждения буферного газа без потерь передается на верхний рабочий уровень. Пусть s – энергия образования ион-электронной пары буферного газа. Если в заселении верхнего лазерного уровня участвуют только ионы буферного газа, то предельный КПД активной среды ЛЯН будет

hν – энергия кванта лазерного излучения. Ранее было показано, что для инертных газов s = 1,7 . I, где I – потенциал ионизации буферного газа.

141

Результаты расчета предельных КПД по формуле (5.1) для актив-

ных сред He–Xe, Ar–Xe, He–Ne–Ar(Kr,Xe,H2) ,He–Cd, He–Zn, Аr– Xe–Hg–H2, He–N2–H2 , для которых наблюдалась генерация в условиях ядерной накачки, приведены в табл. 5.3.

Определим КПД ЛЯН с пленочным урановым топливом исходя из определения (5.1). Полное энерговыделение Q в активной зоне ядерного реактора будет равно

Таким образом, предельный КПД реактора-лазера с пленочным

и определяется параметрами, характеризующими активную среду лазера ηмакс и эффективность использования топлива ε. Значение ηмакс возрастает с увеличением энергии кванта лазерного излучения или при уменьшении энергии образования электрон-ионной пары s.

Коэффициент ε характеризует долю энергии, используемой для возбуждения активной среды ЛЯН. Он прямо зависит от толщины уранового слоя и возрастает с его уменьшением. Однако урановый слой не может быть очень тонким, так как в противном случае размеры активной зоны реактора сильно возрастут или реактор вообще не может быть построен. Оптимальная толщина уранового слоя – 6 мг/см2 , и в этом случае ε = 0,1.

Таким образом, предельный КПД реактора-лазера с твердым радиатором из урана-235 не превышает 0,5 % даже при использовании наиболее эффективных лазерных сред.

Естественно, что реальный КПД лазера с ядерной накачкой будет

еще меньше, так как зависит не только от ηmax и ε , но и от многих других параметров: соотношения скоростей релаксационных плаз-

менных процессов, селективности процесса заселения верхнего лазерного уровня, скорости расселения нижнего лазерного уровня. Поэтому выбор активных сред с высоким значением ηmax – необходимое, но недостаточное условие для создания эффективных ЛЯН.

142

5.1.3. Расходимость лазерного излучения

Дифракционного предел угловой расходимости лазерного излучения равен Δθ = 1,22.λ/D , где λ – длина волны излучения и D – диаметр активной среды. Для ЛЯН минимально возможная величина расходимости Δθ могла бы составлять ~ 5 .10-5 рад и меньше из-за больших поперечных размеров активного элемента. В действительности расходимость излучения много выше, и это связано в первую очередь с оптическими неоднородностями, возникающими в активной среде ЛЯН при накачке.

Как известно, оптическая плотность среды определяется произведением L.n, где L – геометрическая длина пути светового луча и n – коэффициент преломления среды. Для газов величина коэффициента преломления зависит от плотности газа ρ. При постоянной температуре плотность газа ρ пропорциональна давлению газа Р и коэффициент преломления можно записать как n = 1 + k P, где k – некоторый коэффициент пропорциональности. Давление газа Р связано с удельным энерговкладом w(t) простым соотношением

где p0 – начальное давление в кювете, γ – постоянная адиабаты газа.

Пример. Оценим масштаб микропульсаций плотности газа в активном элементе исходя из условия сильной интерференции волн. Наибольшие фазовые искажения в резонаторе имеют место при сдвиге фазы на λ/4:

та преломления, λ – длина волны лазерного излучения, m – целое число. Обмер

геометрических размеров зоны конденсации паров кадмия в реальном 3Не–116Сd лазере c ядерной накачкой с внешним нагревателем показывает, что средняя длина налета металлического кадмия на холодных стенках активного элемента – около 6

см (давление гелия-3 при нормальных условиях – 400 Торр). Таким образом, наибольший размер микронеоднородностей плотности газа по длине активного элемента не превышает 6 см. Будем считать, что средний характерный размер гораздо меньше – f = I см. Подставляя в (5.8) f = 1, λ =4,416.10-5 см, m = 0 , получаем n ~ 10-6 . Такое изменение коэффициента преломления гелия происходит при уменьшении или увеличении плотности среды всего на 3 % .

Оптические неоднородности значительно ухудшают рабочие характеристики лазера, приводя к искажению волновых фронтов световых волн внутри резонатора. Это увеличивает внутрирезонатоные потери, уменьшает коэффициент усиления и КПД активной среды лазера, увеличивает расходимость лазерного пучка. Оценки, сделан-

143

ные в работе [5], показали, что в параксиальном приближении расходимость излучения лазера с неоднородным поперечным распределением показателя преломления будет иметь величину:

Здесь n – изменение показателя преломления в поперечном направлении в пределах зоны генерации.

Если ρ0 – плотность газа активной среды при температуре TQ , L – длина активной среды, T(z) – распределение температуры по длине активного элемента, то плотность газа ρ(z) в точке z будет:

L

ρ(z) = ρ0.L / T(z).∫ dz/T(z). (5.10) 0

Соотношение (5.10) позволяет рассчитывать величину коэффициента преломления n(z) в точке z исходя из температурного распределения:

где n0 – коэффициент преломления при нормальных условиях (ρ0 =

=I ата, Т0 = 300 К). Для гелия п0 = 1,000035 [76].

Вреальных лазерных трубках из-за конвективных потоков, создающих микропульсации в газе, функция ρ(z) меняется хаотическим образом во времени. В соответствии с (5.10), будет меняться во времени и коэффициент преломления газа n(z).

Неравномерности энерговыделения в активном объеме лазера при действии импульса нейтронов накачки приводят к появлению температурных градиентов плотности активной среды и возникновению пространственной зависимости коэффициента преломления рабочего газа в объёме резонатора. На рис.5.3 показаны распределения плотности газа в поперечном сечении лазерной кюветы в разные моменты времени при накачке гелий-содержащей смеси импульсом нейтронов длительностью 0,8 мс (рис. 5.3,а) и длительностью 1 с (рис. 5.3,б). Урановый слой нанесен на внутреннюю по-

верхность трубки радиусом 1,35 см. При такой геометрии развивающиеся при накачке оптические неоднородности приводят к образованию в большей части активного объема положительной газовой линзы. Для условий экспериментов на реакторе ВИР-2М (удельный

144

энерговклад w(t) ≈ 10÷ 20 Вт/см3), фокусное расстояние такой линзы составляет 2–13 м.

Такое распределение плотности газа по сечению трубки связано с тем, что теплообмен в большей части объема газа в момент действия импульса излучения играет пренебрежимо малую роль, за исключением тонких слоев газа, прилегающих непосредственно к металлическим пластинам с ураном. Это связано с низкой температуропроводностью газовых смесей, для которых коэффициент температуропроводности ~ 1 см2/c . В этих слоях газа, толщина которых к концу импульса составляет около 10-1 см , отвод тепла на холодные пластины оказывается очень большим и поэтому плотность газа оказывается выше, чем в центральной части трубки.

Рис. 5.3. Распределение плотности газа по сечению лазерной кюветы

вразные моменты времени по данным работы [5]:

а– импульс с длительностью τ1/2 = 0,8 мс: 1 – t = 1 мс; 2 – t = 1,4 мс;

3 – t = 1,8 мс; 4 – t = 2,2 мс. б – импульс с длительностью τ1/2 ≈ 1 с: 1 – t = 0,03 с; 2 – t = 0,06 с; 3 – t = 0,1 с; 4 – t = 1 с.

Из-за высокой плотности рабочего газа и больших размеров активного элемента оптические неоднородности накладывают основные ограничения на возможности использования мощных лазеров с ядерной накачкой в целом ряде практических задач.

145

Cуществуют и другие нерешенные до конца физические проблемы ЛЯН. Например: как сформировать оптическое излучение многоканальных ЛЯН в один или несколько световых пучков, фазируя излучение лазерных каналов. Или как практически осуществить схемы последовательного либо параллельного сложения энергии лазерных каналов, если таких каналов несколько тысяч.

5.2. Возможные пути решения и будущие вероятные применения ЛЯН

5.2.1. Проблемы радиационной стойкости

Здесь имеется несколько вариантов решения. Самый простой, но пока практически неосуществимый, это создание радиационностойких оптических материалов и зеркал. Работы в данном направлении проводятся, но полноценных результатов пока нет. Наверное, в каких-то случаях можно использовать металлические зеркала с выводом излучения через отверстие в зеркале, у металлических зеркал высокая радиационная стойкость, но их можно использовать только в ИК диапазоне длин волн.

Другой вариант – отказ от резонатора и использование схемы “задающий генератор-усилитель” c применением элементов радиационной защиты для задающего генератора, входных и выходных окон усилителя. Эти дополнительные меры увеличивают габариты и вес конструкции.

5.2.2. Проблемы повышения КПД ЛЯН

Основные резервы повышения КПД связаны в основном с увеличением коэффициента ε, характеризующим долю энергии, используемую для возбуждения активной среды ЛЯН:

Для уранового слоя ε ≈ 0,1÷0,2 . Значительнобольшую величину – ε = 1 – можно получить, используя урановое топливо в виде газа или пара, либо жидкие растворы урановых солей. В этом случае КПД реактор-лазерной системы с газообразным топливом может составлять 5÷10% , а для жидких сред – даже больше.

146

Для испарения U требуются очень высокие температуры : например, чтобы получить урановый пар давлением 100 Торр, требуется температура 3306 °С. Пар давлением в 1 атм получается при температуре 3862 °С. Это очень большие цифры и пока такую систему технически сделать невозможно. Остается использование газообразного уранового топлива в виде легколетучих химических соединений.

Газообразное урановое топливо. Известно несколько урановых соединений с низкими температурами испарения: UF6, у которого давление насыщенного при 56,5 °С равно 1 атм, и несколько менее летучих соединений урана – UCl4 (20 Торр при 590 °С, 760 Торр при 792 °С), UBr4 (760 Торр при 761 °С). Из этих всех соединений наиболее привлекательным является UF6 . Генерация с использованием этого соединения была получена в обычных условиях накачки при фотоинициировании смеси UF6 + Н2 [81].

Рис. 5.4. Лазерные переходы в системе UF6–H2 на колебательно-вращательных переходах молекулы HF*. Состав смеси: UF6 = 1 Торр, Н2 – 1 Торр.

По горизонтальной оси отложено время развития химической реакции, стрелками отмечены линии генерации и их перестройка во времени

При освещении UF6 + Н2 светом в газовой смеси протекают следующие реакции:

147

Возбужденная молекула НF* излучает линии от Р2(4) до Р2(8) (рис. 5.4). На этих колебательно-вращательных переходах молекулы HF* и были получены генерация и очень большие коэффициенты усиления в области 2÷4 мкм, причем генерация начиналась с запаздыванием на 5,4 мкс и продолжалась всего 8 мкс с перестройкой линий генерации. Обнаружено, что линии с большими вращательными квантовыми числами появляются лишь при полном развитии химической реакции, когда температура смеси достаточно высока. Одновременная генерация нескольких линий свидетельствует о процессе медленного обмена энергией между различными вращательными состояниями.

Впринципе все эти реакции (5.13) могут быть инициированы осколками деления, однако прямых экспериментов по ядерной накачке такой смеси не проводилось. Были выполнены работы по ядерной

накачке очень близкой по составу среды – смеси SF6 + H2 . Тогда было получено 70 кДж световой энергии на переходах молекулы HF*

вобласти 2–4 мкм в импульсе длительностью около 8 нс при накачке γ-излучением ядерного взрыва. Попытки использования для накачки реакцию деления урана не проводились.

Другая возможность увеличить КПД реактора-лазера – это ис-

пользование растворов урановых солей в жидкостном лазере с ядерной накачкой.

Вслучае создания жидкостного ЛЯН такая система имела бы

большие преимущества перед газовыми ЛЯН, а именно очень маленькие размеры , небольшой вес и высокий КПД , на порядок превышающий КПД газовых ЛЯН.

Высокий КПД жидкостного ЛЯН связан со 100-процентным использованием энергии реакции деления для накачки лазерноактивной среды (в газах эта величина ~ 5–10 %) и существованием большого количества люминесцирующих жидких сред с высоким квантовым выходом люминесценции, небольшой шириной линии излучения и хорошей оптической однородностью.

Работы по созданию жидкостного ЛЯН проводятся в течение многих лет (примерно с 1990 г) в Обнинском физикоэнергетическом институте [77, 78]. Пока положительных результатов не получено, но есть основания полагать, что цель все-таки будет достигнута. В ходе проведенных работ было опробовано множество различных жидких сред, активированных неодимом, и сейчас

148

эксперименты проводятся со сложными растворами РОCl3–MCln – Nd3+ (где М = Sb, Sn, Zr, Ti, Al, B) , содержащими ионы уранила UO2+. Все эти растворы обладают хорошими лазерными свойствами и имеют высокий (0,38–0,9) квантовый выход люминесценции, большие сечения вынужденного излучения иона неодима ~ 10-20 – 10-19 см2 и, что особенно важно для ЛЯН, высокое радиационное время иона неодима, равное 434 мкс.

Рис. 5.5. Импульс накачки и импульс люминесценции на переходе 4F3/2 – 4I9/2 иона неодима [77, 78]:

1– интесивность делений урана в жидкой среде; 2–лазерный моноимпульс; 3– радиолюминесценция при прохождении лазерного моноимпульса (раствор РОCl3–SbCl5 –UO22+– Nd3+ при давлении 25 атм, реактор «Барс-6»)

Введение уранила в состав среды приводит к изменению спектров поглощения жидкой среды в области длин волн менее 550 нм. Однако никаких заметных изменений в полосах поглощения Nd3+ в растворах, содержащих UO22+, не наблюдается, а при облучении урансодержащих растворов нейтронами имеет место кратковременное помутнение среды, связанное с вскипанием жидкости в треках осколков деления. Это серьезная проблема, бороться с которой можно только путем увеличения внешнего давления .

В экспериментах со средой РОCl3–SbCl5 –UO22+– Nd3+ на реакторе «Барс-6» накачка происходила в основном осколками деления урана-235. Раствор урансодержащей лазерной жидкости находился

149

под давлением 25 атм. Энерговклад составлял 18,3 Дж/cм3 за импульс с полушириной ~ 200 мкс . Следует сказать, что из-за высокой плотности жидкости заметную долю в энерговклад может вносить мгновенное гамма-излучение реакторного импульса. Измерялась интенсивность высвечивания перехода 4F3/2 → 4I9/2 иона неодима в момент облучения раствора нейтронным импульсом реактора «Барс-6» при одновременном прохождении через него лазерного импульса с длиной волны этого же перехода. Результаты эксперимента показаны на рис. 5.5.

Лазерный импульс подавался спустя 170 мкс после достижения максимума энерговклада. Если в среде существует инверсная заселенность рабочих уровней, то лазерный свет должен поглощаться на том уровне, где заселенность выше. При поглощении на верхнем уровне это приводит к уменьшению спонтанного излучения, так как происходит усиление интенсивности лазерного луча, а при поглощении на нижнем уровне – наоборот интенсивность спонтанного излучения должна возрасти, поскольку энергия лазерного луча тратится на увеличение заселенности верхнего уровня. В данном случае имеет место уменьшение спонтанного излучения, свидетельствующее о существовании инверсной заселенности рабочего перехода иона неодима. Этот экспериментальный результат и дает надежду на создание жидкостного ЛЯН.

5.2.3. Проблемы с расходимостью излучения ЛЯН

Эти проблемы могут быть решены двумя способами.

Первый способ – обращение волнового фронта, когда световая волна дважды проходит через усиливающую среду в прямом и обратном направлении по одному и тому же пути. В данном случае происходит компенсация фазовых сдвигов и восстановление начального волнового фронта. Это сложная техника, которая сейчас применяется в условиях научной лаборатории. Для ЛЯН такая система разрабатывается в Физико-энергетическом институте (г. Обнинск).

Другой возможный способ – сильное понижение давления активной среды ЛЯН. Однако в существующих типах газовых ЛЯН это сделать принципиально невозможно, так как энерговклад в среду пропорционален давлению газа. Принципиально новым способом

150