Увеличение оптическое

Вид материала

Документы

Содержание Спектры оптические) Биологическое действие Ультрахолодные нейтроны Умова вектор Униполярная индукция Лоренца силы Унитарная симметрия Унитарности условие Унитарный предел Л. Б. Окунь. Упаковочный коэффициент Управляемый термоядерный синтез Лоусона критерий УТС с магнитной термоизоляцией. С. Ю. Лукьянов.

Подобный материал:

• Оптическое оборудование, 171.18kb.
• Хованскова Инна Александровна, 37.43kb.
• Полиграфический словарь, 499.28kb.
• Увеличение продаж – возможно ли это сейчас?, 24.11kb.
• Оптическое оборудование, 440.32kb.
• Машиностроение, 219.74kb.
• Кроэкономической ситуации стало сохранение и увеличение денежных сбережений населения,, 61.54kb.
• Патофизиология регионарного кровообращения и микроциркуляции, 124.19kb.
• Увеличение пенсионного возраста для женщин, 218.59kb.
• Федеральная целевая программа «Жилище» на 2002-2010 годы и входящие в ее состав подпрограммы, 116.2kb.

Спектр У. и. может быть линейчатым (спектры изолированных атомов, ионов, лёгких молекул), непрерывным (спектры тормозного или рекомбинац.

782


излучения) или состоять из полос (спектры тяжёлых молекул; см. Спектры оптические),

При взаимодействии У. и. с в-вом могут происходить ионизация его ато­мов и фотоэффект. Оптич. св-ва в-в в УФ области спектра значительно отличаются от их оптич. св-в в види­мой области. Характерно уменьшение прозрачности в У. и. (увеличение коэфф. поглощения) большинства тел, прозрачных в видимой области. Напр., обычное стекло непрозрачно при 320 нм; в более коротковолновой области прозрачны лишь увиолевое стекло, сапфир, фтористый магний, кварц, флюорит, фтористый литий (име­ет наиболее далёкую границу про­зрачности — до =105 нм) и нек-рые др. материалы. Из газообразных в-в на­ибольшую прозрачность имеют инерт­ные газы, граница прозрачности к-рых определяется величиной их иониза­ционного потенциала (самую корот­коволновую границу прозрачности имеет Не — =50,4 нм). Воздух непро­зрачен практически при <185 нм из-за поглощения У. и. кислородом.

Коэфф. отражения всех материалов (в т. ч. металлов) уменьшается с уменьшением . Напр., коэфф. отра­жения свеженапылённого Аl, одного из лучших материалов для отража­ющих покрытий в видимом диапазоне, резко уменьшается при <90 нм и значительно уменьшается также вслед­ствие окисления поверхности. Для защиты поверхности алюминия от окисления применяются покрытия из фтористого лития или фтористого маг­ния. В области длин волн <80 нм нек-рые материалы имеют коэфф. от­ражения 10—30% (золото, платина, радий, вольфрам и др.), однако при <40 нм и их коэфф. отражения снижается до 1% и ниже.

Источники У. и. Излучение нака­лённых до темп-р ~3000 К тв. тел содержит заметную долю У. и. не­прерывного спектра, интенсивность к-рого растёт с увеличением темп-ры. Более мощный источник У. и.— любая высокотемпературная плазма. Для различных применений У. и. исполь­зуются ртутные, ксеноновые и др. газоразрядные лампы, окна к-рых (либо целиком колбы) изготовляют из прозрачных для У. и. материалов (чаще из кварца). Интенсивное У. и. непрерывного спектра испускают эл-ны в ускорителе (см. Синхротронное из­лучение). Для УФ области сущест­вуют лазеры, наименьшую длину вол­ны испускает лазер с умножением частоты (=38 нм).

Естеств. источники У. и.— Солнце, звёзды, туманности и др. космич. объекты. Однако лишь длинноволно­вая часть их излучения (>290 нм) достигает земной поверхности. Более коротковолновое излучение поглоща­ется атмосферой на выс. 30—200 км, что играет большую роль в атм. процессах. У. и. звёзд и др. космич. тел, кроме того, в интервале =91,2—20 нм практически полностью погло­щается межзвёздным водородом.

Приёмники У. и. Для регистрации У. и. при =230 нм используются обычные фотоматериалы, в более ко­ротковолновой области к нему чув­ствительны спец. маложелатиновые фотослои. Применяются фотоэлект­рич. приёмники, использующие спо­собность У. и. вызывать ионизацию и фотоэффект: фотодиоды, ионизац. камеры, счётчики фотонов, фотоумно­жители и т. д. Разработан также осо­бый вид фотоумножителей — каналовые электронные фотоумножители, по­зволяющие создавать микроканаловые пластины. В таких пластинах каждая ячейка явл. каналовым электронным умножителем размером до 10 мкм. Микроканаловые пластины позволяют получать фотоэлектрич. изображения в У. и. и объединяют преимущества фотографич. и фотоэлектрич. методов регистрации излучения. При исследо­вании У. и. также используют разл. люминесцирующие в-ва, преобразу­ющие У. и. в видимое. На их основе созданы приборы для визуализации изображения в У. и.

Применение У. и. Изучение спек­тров испускания, поглощения и от­ражения в УФ области позволяет определять электронную структуру атомов, молекул, ионов, твёрдых тел. УФ спектры Солнца, звёзд, туман­ностей несут информацию о физ. процессах, происходящих в горячих областях этих космич. объектов. На фотоэффекте, вызываемом У. и., ос­нована фотоэлектронная спектроско­пия. У. и. может нарушать хим. связи в молекулах, в результате чего могут возникать разл. фотохим. ре­акции, что послужило основой для фотохимии. Люминесценция под дей­ствием У. и. используется для созда­ния люминесцентных ламп, светя­щихся красок, в люминесцентном ана­лизе, дефектоскопии. У. и. приме­няется в криминалистике и искусст­воведении. Способность разл. в-в к избирательному поглощению У. и. используется для обнаружения вред­ных примесей в атмосфере и в УФ микроскопии.

Биологическое действие У. и. У. и. поглощается верх. слоями тканей ра­стений, кожи человека или животных. При этом происходят хим. изменения молекул биополимеров. Малые дозы оказывают благотворное действие на организмы — способствуют образова­нию витаминов группы D, улучшают иммунобиол. свойства. Большие дозы могут вызывать повреждение глаз и ожог кожи.

• Мейер А., Зейтц Э., Ультра­фиолетовое излучение, пер. с нем., М., 1952; Samson J. A. R., Techniques of vacuum ultraviolet spectroscopy, N.Y,, 1967; Зайдель A. H., Шрейдер В. Я., Вакуумная спектроскопия и ее применение, М., 1976.

А. Н. Рябцев.

УЛЬТРАХОЛОДНЫЕ НЕЙТРОНЫ, очень медленные нейтроны со скоро­стями 5 м/с. Термин У. н. объясняется тем, что примерно с такой же скоростью двигались бы молекулы газа при темп-ре ниже 10^-2 К. У. н. обладают малой кинетич. энергией (~10^-7 эВ), недостаточной для пре­одоления слабого отталкивания яд­рами, и полностью отражаются от по­верхности мн. материалов (см. Ней­тронная оптика).

Полное отражение У. н. от стенок позволяет хранить их в течение неск. мин внутри замкнутых вакуумированных камер. Время хранения У. н. в замкнутых сосудах ограничено вре­менем жизни свободного нейтрона (до его бета-распада), а также процессами радиационного захвата нейтронов яд­рами и неупругого рассеяния нейт­ронов на ядрах в новерхностном слое толщиной ~10^-6 см. У. н. могут течь по трубам произвольной формы (нейтроноводам) как разре­женный газ. Изогнутые нейтроноводы используются для вывода У. н. из ядерных реакторов и выделения их из потока тепловых нейтронов, в к-ром доля У. н. составляет лишь 10^-11. Поэтому реально получаемые плот­ности У. н. <1 нейтрон/см³. На движение У. н. существенно влияют магн. и гравитац. поля. У. н. могут служить чувствит. инструментом для обнаружения у нейтрона возможного электрич. заряда или электрич. дипольного момента (см. Нейтрон).

• Франк А. И., Ультрахолодные нейтро­ны, «Природа», 1981, № 1.

В. И. Лущиков.

УМОВА ВЕКТОР, вектор плотности потока энергии физ. поля; численно равен энергии, переносимой в ед. времени через единичную площадку, перпендикулярную направлению по­тока энергии в данной точке. Назван по имени Н. А. Умова, впервые (1874) введшего общее понятие о потоке энергии в сплошной среде. Вектор плотности потока энергии эл.-магн. поля наз. Пойнтинга вектором.

УНИПОЛЯРНАЯ ИНДУКЦИЯ, воз­никновение эдс в намагнич. теле, движущемся непараллельно оси на­магничивания. При этом эдс на­правлена перпендикулярно плоскости, в к-рой расположены векторы маг­нитной индукции В и скорости v магнита.

У. и. может быть объяснена в рам­ках классич. электродинамики: под действием Лоренца силы свободные эл-ны перемещаются внутри тела пер­пендикулярно направлениям v и В до тех пор, пока в теле не возникнет электрич. поле, препятствующее это­му перемещению.

Последоват. объяснение явления У. и. даёт относительности теория. В системе отсчёта, связанной с маг­нитом (собственной системе отсчёта), электрич. поле Е отсутствует. Если в лаб. системе отсчёта магнит движется с пост. скоростью v, то, согласно релятив. ф-лам преобразования на-

783


пряжённости полей, в этой системе электрич. поле Е (с точностью до множителя 1/(1-v²/с²), при малых v практически не отличающегося от 1) будет равно: Е=-[vB]/c; эта ф-ла применима к областям как внутри, так и вне намагнич. тела, независимо от того, является ли оно проводящим или непроводящим. Т. о., У. и.— релятив. эффект, в к-ром отчётливо проявляется относит. хар-р деления эл.-магн. поля на электрическое и магнитное.

Наличие электрич. поля приводит к появлению пост. разности потен­циалов, что используется для генери­рования пост. тока в униполярных машинах. Термин «У. и.» неудачен, он возник вследствие того, что в униполярной машине контур, в к-ром наводится эдс, расположен не между полюсами, а со стороны одного из полюсов магнита.

• Т а м м И. Е.., Основы теории элект­ричества, 9 изд., М., 1976; Бертинов А. И., Алиевский Б. Л., Троиц­кий С. Р., Униполярные электрические машины с жидко-металлическим токосъе­мом, М.— Л., 1966.

УНИТАРНАЯ СИММЕТРИЯ, прибли­жённая симметрия, присущая силь­ному взаимодействию элем. ч-ц; явл. обобщением изотопич. симметрии (см. Изотопическая инвариантность) и, как последняя, нарушается эл.-магн. и слабым вз-ствиями. У. с. отражает приближённую симметрию адронов относительно изменения изотопич. спи­на и странности и математически описывается группой SU(3). У. с. объединяет в унитарные мультиплеты частицы, принадлежащие к раз­личным изотопическим мультиплетам и обладающие разными значе­ниями странности, но одинаковыми спином J и внутр. чётностью Р и не сильно различающимися массами. Напр., изотопич. дублет нуклонов (p, n), изотриплет -гиперонов, изосинглет ° и изодублет -гиперонов объединяются в унитарный декуплет

(J=¹/₂, Р=+1).

Согласно совр. представлениям, в основе SU(3)-симметрии лежат не­зависимость энергии вз-ствия от типа образующих адроны кварков (u, d, s) и малые значения эфф. масс этих кварков по сравнению с массами ад­ронов. Т. к. массы u- и d-кварков (~10 МэВ) значительно меньше массы s-кварка (~100 МэВ), то изотопи­ческая симметрия (замена ud) оказы­вается более точной, чем У. с. (замена uds).

Учёт дополнит. квант. чисел («оча­рования», «красоты») приводит к даль­нейшему повышению размерности n матриц, составляющих унитарную группу SU(n).

Д. В. Ширков.

УНИТАРНОСТИ УСЛОВИЕ матри­цы рассеяния, условие равенства еди­нице суммы вероятностей всех возмож­ных процессов, происходящих в сис-

теме. Напр., два сталкивающихся про­тона могут либо упруго рассеяться друг на друге, либо породить один или неск. -мезонов или пару протон-антипротон и т. д.; сумма вероятно­стей всех таких процессов, допусти­мых законами сохранения энергии, импульса, электрич. и барионного за­рядов и т. д., согласно У. у., равна единице. У. у.— одно из осн. состав­ляющих элементов теории рассеяния и метода дисперсионных соотношений. Частным случаем У. у. явл. оптиче­ская теорема, связывающая мнимую часть амплитуды упр. рассеяния на нулевой угол с полным сечением рас­сеяния.

А. В. Ефремов.

УНИТАРНЫЙ ПРЕДЕЛ, энергия двух сталкивающихся ч-ц, выше к-рой вы­ражение для сечения их слабого вз-ст­вия, полученное в низшем порядке теории возмущений по четырёхфермионному слабому вз-ствию, вступает в противоречие с унитарности условием S-матрицы (матрицы рассеяния). Ука­занное сечение пропорц. G²ξ², где G=10^-5/M² (в единицах ћ=1, c=1) — константа универс. фермиевского вз-ствия, М — масса нуклона, ξ — энергия сталкивающихся ч-ц в системе их центра инерции (с. ц. и.) (см. Слабое взаимодействие). С др. стороны, усло­вие унитарности требует, чтобы сече­ние локального вз-ствия падало при высоких энергиях пропорц. 1/ξ². Т. о., энергия У. п. должна равняться примерно G^-1/2300 ГэВ.

Согласно единой теории слабого и эл.-магн. вз-ствия, при энергиях, су­щественно меньших У. п., рост сече­ния а типа G²ξ² должен прекратиться и а должно стать прибл. постоянным, слабо зависящим от ξ. Такое изме­нение зависимости (ξ) связано с тем, что слабое вз-ствие обусловлено обменом тяжёлыми промежуточными векторными бозонами, и его можно рассматривать как четырёхфермионное локальное лишь при малых пере­данных импульсах. Промежуточные бозоны с массой 100 ГэВ были от­крыты в 1983 в ЦЕРН'е на ускори­теле с встречными рр-пучками.

Л. Б. Окунь.

УНТЕРТОН (нем. Unterton, букв.— нижний звук), синусоидальная состав­ляющая периодич. колебания сложной формы с частотой, в нек-рое число раз (чаще всего в 2 раза) меньшей частоты осн. тона. У. возникают, как правило, в нелинейных системах.

УПАКОВОЧНЫЙ КОЭФФИЦИЕНТ, величина, равная отношению дефекта массы ат. ядра к массовому числу. У. к. характеризует значение удель­ной (в пересчёте на один нуклон) энергии связи нуклонов в ядре. См. Ядро атомное.

УПРАВЛЯЕМЫЙ ТЕРМОЯДЕРНЫЙ СИНТЕЗ (УТС), процесс слияния лёг­ких атомных ядер, проходящий с вы­делением энергии, при высоких темп-рах в регулируемых, управляемых условиях. УТС пока ещё не реализован. Для осуществления реакций синтеза реагирующие ядра должны быть сбли­жены на расстояние порядка 10^-11 см, после чего процесс их слияния проис­ходит с заметной вероятностью за счёт туннельного эффекта. Для пре­одоления потенц. барьера сталкиваю­щимся протонам должна быть сооб­щена энергия ~10 кэВ, что соответст­вует темп-ре ~10⁸ К. С увеличением заряда ядер (порядкового номера Z) их кулоновское отталкивание усиливает­ся и величина необходимой для реак­ции энергии возрастает. Эфф. сечения (р,р)- реакций, обусловленных слабыми взаимодействиями, очень малы. Реак­ции между тяжёлыми изотопами водо­рода (дейтерием и тритием) обуслов­лены сильным взаимодействием и име­ют сечение на 22—23 порядка выше (см. Термоядерные реакции). Различия в величинах энерговыделения в реак­циях синтеза не превышают одного порядка. При слиянии ядер дейтерия и трития оно составляет 17,6 МэВ. Высокое энерговыделение и большая скорость этих реакций делают равнокомпонентную смесь дейтерия и три­тия наиболее перспективной для реше­ния проблемы УТС. Тритий радиоак­тивен (период полураспада 12,5 лет) и не встречается в природе. Следова­тельно, для обеспечения работы термо­ядерного реактора, использующего в качестве ядерного горючего тритий, должна быть предусмотрена возмож­ность его воспроизводства. С этой целью рабочая зона реактора может быть окружена слоем лёгкого изотопа лития, в к-ром будет идти реакция:

⁶Li+n ³Н+⁴Не+4,8МэВ.

Эфф. сечение термоядерных реакций быстро возрастает с темп-рой, но даже в оптим. условиях остаётся несравнен­но меньше эфф. сечения атомных столкновений. По этой причине реак­ции синтеза должны происходить в полностью ионизованной плазме, на­гретой до высокой темп-ры, где про­цессы ионизации и возбуждения ато­мов отсутствуют и дейтон-дейтонные или дейтон-тритонные столкновения рано или поздно завершаются ядер­ным синтезом.

Удельная мощность ядерного энер­говыделения реактора равна произведению числа актов ядерных реакции, происходящих ежесекундно в ед. объ­ёма рабочей зоны реактора, на энер­гию, выделяющуюся при каждом акте реакции.




Применение законов сохранения энергии и числа ч-ц позволяет выяс­нить нек-рые общие требования, предъ-

784


являемые к термоядерному реактору, не зависящие в первом приближении от к.-л. особенностей технологич. или конструктивного характера. На рис. 1 изображена принципиальная схема ра­боты реактора. Установка содержит чистую водородную плазму с плот­ностью n при темп-ре Т. В реактор вводится «топливо», напр. равнокомпонентная смесь дейтерия и трития, уже нагретая до необходимой темп-ры. Внутри реактора инжектируемые ч-цы сталкиваются между собой и проис­ходит их ядерное взаимодействие с вы­делением энергии. Параллельно с этим, однако, часть энергии теряется за счёт электромагн. излучения плазмы и ухода нек-рой доли высокоэнер­гичных ч-ц, не успевших провзаимодействовать. Пусть — ср. время удер­жания ч-ц в реакторе; смысл величины т таков: за 1 с из 1 см³ плазмы в сред­нем уходит n/ ч-ц каждого знака. В стационарном режиме в реактор надо ежесекундно инжектировать та­кое же число ч-ц (в расчёте на ед. объ­ёма). А для покрытия энергетич. потерь подводимое топливо должно подаваться в зону реакции с энергией, превышающей энергию потока усколь­зающих ч-ц на величину потерь, обус­ловленных электромагн. излучением плазмы. Эта дополнит. энергия может быть получена за счёт энергии синтеза, выделяющейся в зоне реакции, а так­же за счёт частичной рекуперации в стенках и оболочке реактора электромагнитного излучения и корпус­кулярных потоков. Примем для про­стоты, что коэфф. преобразования в электрич. энергию энергии, выде­ляющейся в ядерных реакциях, энер­гии эл.-магн. излучения и тепловой энергии ч-ц одинаков и равен т). В ус­ловиях стационарной работы системы и при нулевой полезной мощности уравнение баланса энергии в реакторе имеет вид:

(P₀+P_r+P_t)=P_r+P_t,

где Р₀ — мощность ядерного энерго­выделения, P_r — мощность потока из­лучения и P_t — энергетич. мощность потока ускользающих ч-ц. Когда ле­вая часть написанного равенства ста­новится больше правой, реактор пере­стаёт расходовать энергию и начинает работать как термоядерная электро­станция. Величины Р₀, Р_r и P_t извест­ным образом зависят от темп-ры плаз­мы Т, и из уравнения баланса легко вычисляется произведение n=f(T), где f(T) для заданного значения кпд  и выбранного сорта топлива есть вполне определённая функция темп-ры. На рис. 2 приведены графики f(T) для двух значений  и для обеих ядерных реакций (d, d) и (d, t). Если величины n, достигнутые в данной ус­тановке, расположатся выше кривой f(T), это будет означать, что система работает как генератор энергии. При =¹/₃ энергетически выгодная работа реактора в оптим. режиме (минимум на кривых, рис. 2) отвечает условию




(т. н. Лоусона критерий):

для реакции (d, d):

10¹⁵ см^-3•с; T~10⁹К;

для реакции (d, t): 0,5•10¹⁴см^-3•с; Т~ 2•10⁸ К. Т. о., даже в оптим. условиях для реактора, работающего на равнокомпонентной смеси дейтерия и трития, и при весьма оптимистич. предположе­ниях относительно величины кпд необходимо достижение темп-р ~2•10⁸К. При этом для плазмы с плотностью ~10¹⁴ см^-3 должны быть обеспечены времена удержания поряд­ка секунд. Конечно, энергетически вы­годная работа реактора может проис­ходить и при более низких темп-рах, но за это придётся «расплачиваться» увеличенными значениями . Т. о., сооружение реактора предполага­ет: 1) получение плазмы, нагре­той до темп-р ~10⁸ К; 2) сохране­ние плазменной конфигурации в тече­ние времени, необходимого для проте­кания ядерных реакций. Исследования по проблеме УТС ведутся в двух на­правлениях: разработка квазистацио­нарных систем и предельно быстро­действующих систем с инерц. удержа­нием плазмы.

УТС с магнитной термоизоляцией. Энергетический выход на уровне 10⁵ кВт/м³ достигается для (d, t)-peакций при плотности плазмы n~10¹⁵ см^-3 и темп-ре ~10⁸ К. Это означает, что размеры рабочей зоны реактора на 10⁶—10⁷ кВт (таковы типичные мощности совр. больших электростанций) должны составлять 10—100 м³. Основной вопрос состоит в том, каким способом удерживать горячую плазму в зоне реакции. Диф­фузионные потоки ч-ц и теплоты при указанных значениях га и Т оказыва­ются гигантскими и любые материаль­ные стенки непригодными. Основопо­лагающая идея, высказанная в 1950 в Сов. Союзе и США, состоит в исполь­зовании принципа магнитной термоизоляции плазмы. За­ряж. ч-цы, образующие плазму, находясь в магн. поле, не могут свободно перемещаться перпендикулярно к си­ловым линиям поля. Коэфф. диффузии и теплопроводности поперёк магн. поля в случае устойчивой плаз­мы изменяются обратно пропорцио­нально квадрату напряжённости поля и, напр., в полях ~10⁵ Гс уменьшают­ся на 14—15 порядков величины по сравнению со своими значениями для незамагнич. плазмы той же плотности и темп-ры. Т. о., применение достаточ­но сильного магн. поля в принципе открывает дорогу для проектирования термоядерного реактора.

Исследования в области УТС с магн. термоизоляцией делятся на три осн. направления: 1) открытие (или зер­кальные) магн. ловушки; 2) замкнутые магн, системы; 3) установки импульс­ного действия.

В открытых ловушках уход ч-ц из рабочей зоны поперёк силовых линий на стенки установки затруднён, он происходит либо в ходе процесса замагнич. диффузии (т. е. очень медленно), либо путём переза­рядки на ч-цах остаточного газа (см. Перезарядка ионов). Уход плазмы вдоль силовых линий также замедлен бла­годаря наличию областей усиленного магн. поля (т. н. «магнитных зеркал» или «магнитных пробок»), размещён­ных на открытых концах ловушки. За­полнение ловушек плазмой обычно производится путём инжекции плаз­менных сгустков или пучков ч-ц, обла­дающих большой энергией (подробнее см. Магнитные ловушки).

В системах замкнутого типа (токамак, стелларатор) уход ч-ц на стенки тороидальной установки поперёк продольного магн. поля также затруднён и происходит за счёт замаг­нич. диффузии и перезарядки. Нагре­вание плазменного шнура в токамаке на начальных стадиях процесса осу­ществляется протекающим по нему кольцевым током. Однако по мере по­вышения темп-ры джоулев нагрев становится менее эффективным, т. к. сопротивление плазмы быстро падает с ростом темп-ры. Для нагревания плазмы свыше 10⁷ К применяются методы высокочастотного нагрева или ввод энергии в плазму с помощью по­токов быстрых нейтральных частиц.

В установках импульс­ного действия (Z-пинч и -пинч) нагревание плазмы и её удержание осуществляются сильными кратковременными токами, протекаю­щими через плазму. При нарастании тока и одновременном нарастании магнитного давления плазма отжима­ется от стенок сосуда, чем обеспечи­вается её термоизоляция. Повышение темп-ры происходит за счёт джоулева нагрева, за счёт адиабатич. сжатия плазм, шнура и, по-видимому, в ре­зультате турбулентных процессов при развитии неустойчивости плазмы (под-

785


робнее см. Пинч-эффект и Плазмен­ный фокус).

Самостоятельное направление обра­зуют исследования горячей плазмы в ВЧ полях. Как показали опыты П. Л. Капицы, в водороде и гелии при достаточно высоком давлении удаётся получить в ВЧ полях свободно паря­щий плазменный шнур с высокой элек­тронной темп-рой. Система допускает замыкание шнура в кольцо и наложе­ние дополнит. продольного магн. поля.

Успешная работа любой из перечисл. установок возможна только при ус­ловии, что исходная плазм. структура оказывается макроскопически устой­чивой, сохраняя заданную форму в течение всего времени, необходимого для протекания реакции. Кроме того, в плазме должны быть подавлены мик­роскопич. неустойчивости, при воз­никновении и развитии к-рых распре­деление ч-ц по энергиям перестаёт быть равновесным и потоки ч-ц и теп­ла поперёк силовых линий резко воз­растают по сравнению с их теоретич. значением. Именно в направлении стабилизации плазм. конфигураций развивались осн. исследования магн. систем начиная с 1952, и эта работа всё ещё не может считаться полностью завершённой.

Сверхбыстродействующие системы УТС с инерционным удержанием. Трудности, связанные с магн. удержа­нием плазмы, можно в принципе обой­ти, если «сжигать» ядерное горючее за чрезвычайно малые времена, когда нагретое в-во не успевает разлететься из зоны реакции. Согласно критерию Лоусона, полезная энергия при таком способе сжигания может быть получе­на лишь при очень высокой плотности рабочего в-ва. Чтобы избежать ситуа­ции термоядерного взрыва большой мощности, нужно использовать очень малые порции горючего, исходное тер­моядерное топливо должно иметь вид небольших крупинок (диам. ~5 мм), приготовленных из смеси дейтерия и трития, впрыскиваемых в реактор перед каждым его рабочим тактом. Главная проблема здесь заключается в быстром подведении необходимой энергии для разогрева крупинки го­рючего. К 1982 решение этой проблемы возлагается на применение лазерного излучения или интенсивных сфокуси­рованных пучков быстрых заряж. ч-ц. Исследования в области УТС с при­менением лазерного нагрева были на­чаты в 1964; использование релятивист­ских электронных пучков и в особен­ности ионных пучков находится на ещё более ранней стадии изучения.

Энергия W, к-рую необходимо под­водить к сверхбыстродействующей ус­тановке для обеспечения её работы в реакторном режиме, как следует из простого расчёта, обратно пропорцио­нальна квадрату плотности дейтерий-тритиевого топлива. Оценки показывают, что к приемлемым значениям W можно подойти только в случае резко­го, в 10³—10⁴ раз, увеличения плотно­сти в-ва по сравнению с исходной плотностью твёрдой (d, t) мишени. Столь высокие степени сжатия оказы­ваются достижимыми при испарении поверхностных слоев облучаемой ми­шени и реактивном сжатии её внутр. зон. Для этого подводимая мощность должна быть определённым образом программирована во времени. Др. воз­можность состоит в программирова­нии радиального распределения плот­ности, т. е. в переходе к многооболочечным мишеням. Необходимая энер­гия оценивается в ~10⁶ Дж, что ле­жит в пределах технич. осуществимо­сти, учитывая стремительный прогресс лазерной техники. К цифрам такого же масштаба приводит анализ систем с пучками заряж. ч-ц.

Трудности и перспективы. Исследо­вания в области УТС сталкиваются с большими трудностями как чисто физ., так и технич. характера. К первым от­носится уже упомянутая проблема ус­тойчивости горячей плазмы, помещён­ной в магнитную ловушку. Приме­нение сильных магн. полей спец. кон­фигурации позволяет уменьшить пото­ки ч-ц, покидающих зону реакции, и получить в ряде случаев достаточно устойчивые плазм. образования; однако развитие кинетич. неустойчивостей, и прежде всего образование пучков быстрых эл-нов, оторванных от осн. массы эл-нов плазмы, пока не преодо­лено. В замкнутых магн. ловушках это явление приводит к т. н. «неустойчивостям срыва», к-рые сопровождаются прерыванием тока, текущего через плазму, и попаданием плазменного шнура на стенки камеры. В сверхбыст­родействующих системах также на­блюдается образование группы быст­рых эл-нов в плазменной короне, ок­ружающей мишень. Эти эл-ны успева­ют преждевременно нагреть центр. зоны мишени, препятствуя достиже­нию необходимой степени сжатия и по­следующего запрограммированного протекания ядерных реакций.

Вторая фундаментальная трудность связана с проблемой примесей. Эл.-магн. излучение при используемых значениях n и Т плазмы и возможных размерах реактора свободно покидает плазму, но для чисто водородной плаз­мы эти энергетич. потери, определяе­мые в основном тормозным излучением эл-нов, в случае (d, t)-реакций пере­крываются ядерным энерговыделением уже при темп-рах выше 4•10⁷ К. Од­нако даже малая добавка чужеродных атомов с большим Z, к-рые при рас­сматриваемых темп-рах находятся в сильно ионизованном состоянии, при­водит к возрастанию энергетич. по­терь выше допустимого уровня. Тре­буются чрезвычайные усилия (непре­рывное совершенствование вакуумных установок, использование тугоплав­ких и труднораспыляемых в-в, таких, как, напр., графита, вольфрама, молибдена, в качестве материала диа­фрагм, применение устройств для улавливания атомов примесей и т. д.), чтобы содержание примесей в плазме оставалось ниже допустимого уровня 0,1%).




Рис. 3. Параметры, достигнутые на разл. установках для изучения проблемы управ­ляемого термоядерного синтеза к нач. 1981. Т-10 — установка токамак Ин-та атомной энергии им. И. В. Курчатова, СССР; PLT — установка токамак Принстонской лабора­тории, США; Алкатор — установка токамак Массачусетского технологического инсти­тута, США; TFR — установка токамак в Фонтене-о-Роз, Франция; 2x11IB — откры­тая ловушка Ливерморской лаборатории, США; лазер «Шива», Ливерморская лабора­тория, США; стелларатор «Ливень», ФИАН, СССР: стелларатор «Вендельштейн VII», Гархинг, ФРГ.


На рис. 3 указаны параметры, до­стигнутые на разл. установках к 1981. В сер. 80-х гг. вступает в строй след. поколение установок с магн. удержа­нием. Это—токамаки TFTR (США), JET (Зап. Европа), T-15. (СССР), JT-60 (Япония), открытая ловушка MFTF (США). Сооружается также лазерная установка «Шива-Нова» (США). Параметры этих систем дол­жны подойти к пороговым значениям, и анализ их работы, вероятно, позво­лит сделать вывод о типе термоядер­ного реактора будущего.

Огромное значение, к-рое придаётся исследованиям в области УТС, объяс­няется рядом причин. Нарастающее загрязнение окружающей среды тре­бует перевода пром. производства пла­неты на замкнутый цикл, когда воз­никает минимум отходов. Подобная реконструкция пром-сти связана с резким возрастанием энергопотребле­ния. Но ресурсы минерального топлива ограничены, и при сохранении сущест­вующих темпов развития энергетики они будут исчерпаны на протяжении ближайших десятилетий (нефть, горю­чие газы) или столетия (уголь). Наи­лучшим вариантом было бы использо­вание солнечной энергии, но низкая плотность мощности падающего излу­чения затрудняет радикальное реше­ние проблемы. Переход энергетики в глобальном масштабе на ядерные реак-

786


торы деления ставит сложные пробле­мы захоронения огромного количества радиоактивных отходов. По имею­щимся оценкам, радиоактивная опас­ность установок на УТС должна ока­заться существенно ниже, чем у реак­торов деления. Если говорить о далё­ких прогнозах, то оптимум, вероятно, следует искать в сочетании солнечной энергетики и УТС. О возможностях, связанных с исключительно интерес­ными, но ещё более отдалёнными пер­спективами применения процесса мюонного катализа для осуществления УТС, см. в ст. Мюонный катализ. • Арцимович Л. А., Управля­емые термоядерные реакции, 2 изд., М., 1963; Капица П. Л., Свободный плазменный шнур в высокочастотном поле при высоком давлении, «ЖЭТФ», 1969, т. 57, в. 6(12); Лукьянов С. Ю., Горячая плазма и управляемый ядерный синтез, М., 1975; Проблемы лазерного термоядерного синтеза. Сб. ст., М., 1976; F u r t h H. P., Tokamak research, «Nuclear Fusion», 1975, v. 15, № 3; Итоги науки и техники. Сер. Физика плазмы, т. 1—3, М., 1980—82.

С. Ю. Лукьянов.