Inerciální fúze. Karel Rohlena ÚVOD. 346 Referáty. Oddělení radiační a chemické fyziky, Fyzikální ústav AV ČR, v. v. i., Na Slovance 2, Praha 8

346

‹ Referáty ›

Inerciální fúze Karel Rohlena Oddělení radiační a chemické fyziky, Fyzikální ústav AV ČR, v. v. i., Na Slovance 2, 182 21 Praha 8

ÚVOD Termonukleární výzkum vychází z lákavé perspektivy definitivního vyřešení energetického problému využitím slučování jader lehkých prvků k vytvoření nevyčerpatelného a přitom ekologicky přijatelného zdroje energie. Obvykle se v této souvislosti uvádí, že deuterium vyskytující se ve světových mořích v množství 1 atom deuteria na 6 700 atomů obyčejného vodíku vystačí jako energetický zdroj na prakticky nekonečnou dobu, [1]. To však není celá pravda, protože čisté D2 bylo v termonukleární reakci dosud použito snad jenom jednou, a to v úplně prvním velkém americkém pokusném výbuchu na atolu Eniwetok. Tam byla poprvé vůbec úspěšně stlačena válcová nádrž s kapalným deuteriem zářením pomocného výbuchu štěpné atomové bomby a tímto stlačením byla v deuteriu vyvolána slučovací reakce (p a n znamenají proton a neutron, D je jádro deuteria 2H a T jádro tritia 3H):  p + T + 4.1 , MeV D+D→ , (1) n + 3 He + 3.2 , MeV zapálená další pomocnou štěpnou náloží ve tvaru dutého podkritického válce Pu vloženého do osy nádrže s deuteriem. Tím došlo k termonukleárnímu výbuchu šířícímu se radiálně od osy stlačeného paliva mechanismem, který bude podrobně popsán níže. Uvedené reakce představují jen začátek reakčního řetězce, do něhož postupně vstupují i jejich produkty uvedené na pravé straně. Důležitá je prvá reakce plodící tritium, které se snadno slučuje s deuteriem a přispívá ke zrychlení celého procesu. Dodnes trvají spory mezi americkou a ruskou stranou, zda složení radioaktivního spadu ve vzorku sebraného po výbuchu napovědělo A. D. Sacharovovi a jeho kolegům tehdy pracujícím v tajném výzkumném objektu Arzamas 161, že termonukleár1 Arzamas 16, původně jeden z nejvýznamnějších ruských pravoslavných klášterů, nazývaný Sarov, se nachází jižně od vlastního města Arzamas v Nižegorodské oblasti asi 400 km JV od Moskvy. Na mapě ho lze určit jako větší část přírodní rezervace označené jako Mordovskij zapovědnik poblíž městeček Pěrvomajsk (Tašinsk) a Divějevo. Území obehnané ostnatým drátem je jen o málo menší než Velká Praha. Je hustě porostlé hlubokými lesy, v nichž jsou ukryty továrny, laboratoře a pokusné polygony patřící VNIIEF – Vsesojuznomu naučno-isledovatěl’skomu institutu eksperimental’noj fiziki, nyní označovanému jako RFJaC – Rossijskij feděral’nyj jaděrnyj centr. Jedinou výjimkou je obytná část zóny v podobě města o 80 tis. obyvatelích na soutoku říček Sarovka a Satis. V Arzamasu 16 se nevyrábělo plutonium, ale probíhala zde konstrukce jaderných bomb, které se pak zkoušely v Semipalatinsku (dnes Semej v Kazachstanu mimo Ruskou federaci), později na Nové zemi. Po jeho vzniku v r. 1946 sem museli nastoupit přední sovětští fyzikové, z nichž někteří, jako Ju. B. Chariton (sovětský R. Oppenheimer), zůstali po celý život v anonymitě. Z ostat-

ní palivo je třeba před výbuchem nějakým způsobem stlačit. Někteří američtí odborníci se domnívají, že relativně vysoký obsah transuranů ve vzdušném aerosolu zanechaném po výbuchu (einsteinium a fermium byly vůbec poprvé objeveny ve spadu z tohoto výbuchu) musel vést jejich sovětské protějšky k závěru, že atomy se ních významných ruských vědců, kteří v Arzamasu 16 po nějakou dobu pracovali či se jinak na sovětském atomovém projektu podíleli, lze kromě známého I. V. Kurčatova jmenovat A. D. Sacharova, Ja. B. Zel’doviče, D. A. FrankaKameněckého, V. A. Aleksandrova, I. E. Tamma a L. D. Landaua, i když ten, jakož i V. L. Ginzburg, se prací zúčastnil s nepříliš velkým nadšením [3, 4]. Z pozdějších jmen sovětské fyziky plazmatu šlo o G. A. Gončarova, E. S. Pavlovského, E. M. Rabinoviče, L. P. Feoktistova, N. A. Těrleckého, E. K. Zavojského, z matematiků o A. N. Tichonova a N. N. Bogoljubova a mnohé další. Téměř úplně stranou dokázal zůstat V. P. Kapica, ale jen za cenu ztráty ředitelské funkce ve svém Institutu fizičeskich problem a dlouhodobé internace na vlastní dače. Je zde umístěn i největší existující jodový laser, dvanáctikanálová Iskra 5 o 30 kJ. Dvojčetem Arzamasu 16 je uralský Čeljabinsk 70, nyní označovaný jako Sněžinsk, s vlastním ústavem VNIITF. Všechny tyto tajné ústavy podléhaly Ministěrstvu sredněvo mašinostrojenia, nyní atomnoj eněrgii. štěpná nálož implozního typu

liner z přírodního uranu termonukleární palivo vsunutý plutoniový iniciátor

Obr. 1 Princip dvoustupňové termonukleární bomby – Teller-Ulam design. Termonukleární nálož (spodní dutý válec) je umístěna odděleně od iniciační štěpné nálože (vrchní koule). Ta se odpálí jako první a silně zářící prvotní stadium výbuchu představující kouli plazmatu složeného ze štěpných produktů o průměru několika cm a teplotním ekvivalentu asi 10 keV naplní celý prostor pouzdra bomby rovnovážným tepelným zářením, pod jehož vlivem začne z válcového obalu termonukleárního paliva – lineru – proudit plazma, které svým reaktivním tlakem válec s palivem stlačí. V okamžiku maximálního stlačení exploduje další pomocná štěpná nálož ve tvaru vnitřního dutého válce zasunutá v ose termonukleární náplně. Ta svým výbuchem iniciuje na ose stlačeného paliva termonukleární hoření šířící se radiálně, což vede k uvolnění termonukleární energie neboli výbuchu. Celý děj trvá asi 150 ns, a pokud je liner z přírodního uranu 238 U, k energii získané přímo z fúze se přidává energie získaná štěpením uranových jader v lineru rychlými neutrony generovanými fúzí. Bomba se označuje jako dvoustupňová, protože termonukleární výbuch následuje až po odpálení prvního (štěpného) stupně.

č. 6 nacházely po určitou dobu v prostředí vysokého neutronového toku, což tudíž prozradilo myšlenku extrémně silného stlačení paliva před vlastním výbuchem, [2]. Ať je pravda jakákoliv, obsah transuranů nemohl prozradit způsob stlačení, a to rovnoměrným ozářením povrchu válce s deuteriem rentgenovým zářením emitovaným raným stadiem výbuchu pomocné štěpné nálože umístěné odděleně od termonukleárního paliva v takové konfiguraci, viz obr. 1, aby došlo k jeho implozi2. Implozí se zde rozumí pokud možno rovnoměrný sestřel původně symetrického útvaru (např. duté koule nebo válce) do jeho středu, nejlépe tak, aby v okamžiku stagnace (tj. maximálního stlačení materiálu) zůstala jeho původní symetrie alespoň částečně zachována. Ke stlačení přitom dochází vlivem reaktivní síly (ablačního tlaku), kterou na ohořívající povrch (ablační plochu) válce s palivem působí plazma generované dopadajícím zářením a proudící směrem ven v radiálním směru. Historie závodu o prvenství ve vlastnictví prakticky použitelné vodíkové letecké bomby pokračovala tak, že Rusové, kteří se nezdržovali sice fyzikálně velmi zajímavými, leč vojensky těžko využitelnými pokusy s kapalným deuteriem a sáhli od počátku po praktičtější pevné látce LiD (deuteridu lithném s izotopem 6Li – s myšlenkou na využití této látky přišel na ruské stra2 Americký experiment uskutečněný na Eniwetoku 31. 10. 1952 s krycím jménem Ivy Mike představoval dvoupatrovou budovu se zkapalňovačem deuteria a dalšími pomocnými zařízeními. Na americké straně si možnost dvojstupňového uspořádání jako první uvědomil S. Ulam, který se již dlouho zabýval myšlenkou štěpné bomby, kdy by výbuch menší jaderné nálože stlačil větší nálož a tak zvýšil její účinnost. Autorem radiačního mechanismu byl E. Teller, který s touto myšlenkou přišel počátkem roku 1951. Podezření ze sovětské špionáže nebylo překvapující, protože v předchozím případě atomové bomby předal úplné plány plutoniového modelu fat boy svrženého na Nagasaki Klaus Fuchs, známý pozdějším návštěvníkům akademického areálu Adlershof ve východním Berlíně v bývalé NDR. Ke cti sovětských odborníků je ale třeba dodat, že sice ze strachu ze zakladatele a dlouholetého administrativního vedoucího sovětského atomového projektu L. P. Berii nechtěli riskovat neúspěch, a proto nejprve důsledně okopírovali fat boy skoro do posledního šroubku a 29. 8. 1949 ho v Semipalatinsku i úspěšně explodovali, ale potom do dvou let měli vlastní, mnohem štíhlejší model uranové bomby ukazující na to, že dokázali vyřešit choulostivý problém obohacování uranu na úroveň potřebnou pro využití v systémech neimplozního typu, které jsou ovšem konstrukčně mnohem jednodušší, i když za cenu podstatně menší účinnosti. Na druhou stranu užitečnost informace získané ze složení spadu potvrdili Britové, kteří vodíkovou bombu vyvíjeli samostatně, nezávisle na USA. Jim napovědělo složení spadu sebraného americkým letadlem a předaného do Británie k analýze po úspěšném sovětském výbuchu v roce 1955. Naopak pozdější zdržení francouzského programu se přičítá tomu, že podobnou informaci neměli. Při čtení příslušné literatury je na americké straně patrná snaha naznačit, že Tellerovo prosazení pokusu s kapalným deuteriem Mike bylo vlastně zbytečné, ne-li neprozřetelné, protože tento pokus mohl prozradit důležitý fyzikální mechanismus, aniž by současně mohl vést k použitelné letecké bombě. Na ruské straně je naopak snaha obhájit originálnost ruské cesty k vodíkové bombě, a to i oproti vlastním výzvědným službám přičítajícím si i v tomto případě určité zásluhy (k tomu viz pozn. pod čarou 9). Přitom se celkem upřímně přiznává rozhodující podíl špionáže na předchozí etapě konstrukce atomové bomby [5]. Jisté je, že princip radiační komprese a i komprese vůbec se u Američanů objevil až po odhalení K. Fuchse, který byl zatčen počátkem roku 1950 (24. 1. 1950 se v Anglii přiznal ke špionáži ve prospěch SSSR, v únoru 1950 byli zatčeni manželé Rosenbergovi, Harry Gold a David Greenglass).

‹ Čs. čas. fyz. 60 (2010) ›

ně V. L. Ginzburg již v roce 1948, [4]) coby vhodném materiálu pro použitelnou bombu, byli v jistém smyslu u cíle dříve. Lithium samo vstupuje do procesu jaderné syntézy a kromě výše uvedených procesů nastoupí ještě další, mezi nimiž je opět důležitý reakční kanál plodící tritium z lithia (α-částice je jádro obyčejného izotopu helia 4He): ⎧ 7 Be + n + 3.4 , MeV ⎪ ⎪ ⎪ 7 ⎪ , MeV ⎨ Li + p + 5.0 , MeV p + α + T + 2.6 D + 6 Li → (2) ⎪ ⎪ 2α + 22.3 , MeV ⎪ ⎪ ⎩ 3 He + α + n + 1.8 , MeV První sovětský termojaderný výbuch s radiačně komprimovanou náloží se uskutečnil v Semipalatin-

» Historie

závodu o prvenství ve vlastnictví prakticky použitelné vodíkové letecké bomby pokračovala tak, že Rusové sáhli od počátku po praktičtější pevné látce LiD.

«

Obr. 2 Poznámka zaslaná 14. 1. 1954 J. B. Zel’dovičem Ju. B. Charitonovi obsahující návrh schématu uspořádání radiační komprese termonukleární nálože (C – patrně od svěrchizdělie nebo může též být míněna slojka) zářením raného stadia výbuchu štěpné nálože (A – patrně atomnyj zarjad). Na schématu je vidět, že se počítá s masivním pouzdrem a s přepážkou (D – asi diafragma), která má zřejmě zabránit přímému jednostrannému osvětlení termonukleární nálože C. Ta je dutá, aby mohla implodovat. Její vnitřní částí může být buď část paliva obohaceného tritiem, nebo (ještě pod vlivem slojky) malá štěpná implozivní nálož 235U jako vnitřní iniciátor. Přepis ruského textu: Sov. (sověršenno) sekretno/(škrtnuto asi: osobaja papka, nad tím: osoboj važnosti), (datum: 25. 5. 19??)/Tovarišču Chariton Ju. B./ Ob ispol’zovaniji izdělija dlja celej obžatija svěrchizdělija RDS 6C./V nastajaščej zamětke soobščaetsa predva/ritel’naja schema ustrojstva dlja ao (atomnogo obžatija)/svěrchizdělija i ocenočnye rasčoty ejo/dějstvija. Priměněnije ao bylo/predloženo V. A. Daviděnko./ Schema. Izdělijem a svěrchizdělijem se rozumí štěpná a termojaderná nálož. Zkratka RDS pochází z okruhu berijovských dohlížitelů nad projektem a znamená nesmyslné kódové označení Reaktivnyj dvigatěl’ Stalina, takže prvá kopie fat boy nesla označení RDS 1, prvá slojka RDS 6, prvá bomba s radiační kompresí RDS 37 atd. Označovali-li tedy Američané zaznamenané sovětské výbuchy jako Joe 1, Joe 2 atd., nebyli zase až tak úplně mimo. (Převzato z [21].)

347

348

‹ Referáty › laserové svazky

válcové dutinky z materiálu s velkým Z

Dutinka pro lasery

absorbující zářič (temper) clonky

svazky těžkých iontů

Dutinka pro iontové svazky Obr. 3 Dutinka-hohlraum pro nepřímý ohřev lasery (nahoře) a svazky těžkých iontů (dole). Kulička uprostřed obou dutinek představuje polyethylenovou (nebo z jiného lehkého materiálu např. Be) kulatou kapsli obsahující na vnitřní stěně vymražené termonukleární palivo - směs D-T v poměru 1:1. Obrázek je jen schematický, např. svazky laserů se sdružují do 2–3 věnců na každé straně hohlraumu, aby jejich ohniskové skvrnky ozářily vnitřní kuličku pokud možno rovnoměrně. Uvnitř hohlraumu pro těžké ionty jsou ze stejného důvodu vnitřní zástěny (shims) bránící příliš nesymetrickému osvětlení kuličky jen ze stran. V případě NIF je rozměr válcové dutinky asi 1 cm, vnitřní kulička má rozměr asi 2 mm a dutinka je ještě naplněna plynem (H2, He) bránícím expanzi plazmatu z ohniskových skvrnek. (Převzato z [12].)

sku3 s tritolovým ekvivalentem 1,6 Mt, a to rovnou svr3 Cesta sovětských vědců k použitelné termonukleární bombě též nebyla přímočará [6]. Dříve, než skupina kolem A. D. Sacharova rozpracovala myšlenku radiační komprese, vyzkoušela o několik let dříve (29. 8. 1953) na semipalatinském polygonu termonukleární nálož na principu neradiační komprese tzv. slojku (= koláč s vrstvou náplně, v tomto případě vrstvy termonukleárního paliva silně obohaceného tritiem mezi vrstvami přírodního uranu 238U sloužícími jako masivní zábrana pozdějšího rychlého rozletu a implodující výbuchem konvenční výbušniny na relativně malou stěpnou nálož 235U ve svém středu fungující jako iniciátor). Jejím duchovním otcem byl sám Sacharov, podrobné výpočty provedli Landau s Ginzburgem. Bomba explodovala, ale došlo jen k částečnému vyhoření termonukleární náplně, takže jen asi 15–20 % uvolněné energie se dalo přičíst na účet proběhlé jaderné syntézy, zbytek šel na vrub štěpení přírodního uranu termonukleárními neutrony. Tuto okolnost na americké straně celkem dobře odhadl na základě studia produktů výbuchu H. Bethe [2]. Zajímavé je, že Američané neradiační kompresi nikdy nevyzkoušeli, tím méně ji rozvinuli do stadia zbraně, i když zpočátku o podobném principu (alarm clock) také uvažovali. Následovala řada pokusů s hybridní náloží tohoto typu, v závěru paralelně s pokusy s radiační kompresí (jeden pokus dokonce selhal – 19. 10. 1954 –, ale naštěstí pro zúčastněné L. P. Beria už byl v té době po smrti). Slojka byla dokonce za cenu snížení obsahu tritia a tedy též tonáže dovedena do stadia letecké bomby a pokusně svržena 6. 11. 1955, ale ukázalo se, že přesto jde o slepou uličku. To je zřejmé ze srovnání tonáže obou systémů: Mike měl tritolový ekvivalent 10,4 Mt, slojka jen okolo 400 kt. Jakmile se začátkem roku 1954 i na ruské straně objevila myšlenka radiační komprese (atomnovo obžatia), s nímž přišel jako první další z anonymních pracovníků Arzamasu 16 V. A. Daviděnko, obr. 2, byly všechny síly napřeny tímto směrem a zkonstruovány bomby, u nichž termonukleární efekt daleko převládl. Největší z nich byla 58 Mt bomba vzniklá na objednávku N. S. Chruščeva a jako největší existující nálož vůbec explodována shozením z obřího bombardéru Tu-95 nad Novou zemí 30. 10. 1961 ve výšce 4 km. Vyvolaná porucha stačila třikrát obletět zeměkouli a oblak po výbuchu vystoupal do stratosféry do

žením z letadla (22. 11. 1955) – sice později než americký pokusný výbuch podobného typu Castle Bravo již také s deuteridem lithným (1. 3. 1954 na atolu Bikini s ekvivalentem 15 Mt4), leč o půl roku před prvou americkou zkouškou skutečné letecké bomby (údajně 20. 5. 1956). Zde se ruské a americké údaje poněkud liší, viz [7]. Ruská strana však každopádně považuje za svůj prvý úspěšný pokus výbuch z 29. 8. 1953 (viz poznámka pod čarou 3), jenž se uskutečnil 6 měsíců před americkým pokusným výbuchem Bravo z 1. 3. 1954. J. V. Stalin se toho ale už stejně nedožil... Není náhodou, že ze stejného okruhu pracovníků opět téměř současně na obou stranách vyšla myšlenka méně drastického využití termonukleární energie ve formě výbuchu laboratorní mikrobomby. Skutečná vodíková bomba obsahuje pomocnou štěpnou nálož na dvou místech: jako zdroj rentgenového záření pro ozáření paliva zvnějšku za účelem komprese a na ose válce ze stlačovaného termonukleárního paliva. I když zmenšení vlastní termonukleární náplně nic nebrání, štěpnou nádrž nelze z důvodu existence kritického množství miniaturizovat. Středový Pu (eventuálně uranový z 235U) válec lze však vyřadit poměrně snadno tím, že se místo D2 či LiD použije samozapalovací palivo ve formě směsi D-T. Primární štěpná nálož sloužící jako zdroj záření se ale tak lehce obejít nedá. Místo ní bylo navrženo použít k ozáření paliva v laboratorních podmínkách jako zdroj záření výkonové lasery. Je zajímavé, že se tato myšlenka objevila současně s vynálezem laserů a i ona tudíž letos slaví 50. výročí. V dobách všeobecného utajování zůstala nepochybně skryta v nepřístupných interních publikacích velkých laboratoří, takže první přístupnou citací je na americké straně [8], na ruské straně, kde došlo k zveřejnění podstatně dříve, [9]. Rané stadium exploze štěpné nálože představuje zářící plazmatickou kouli o průměru několika cm skládající se z produktů štěpení. To proběhne asi v 50 generacích neutronů, z nichž až několik posledních uvolní větší část energie, v objemu zhruba velikosti původní stlačené plutoniové výše 67 km. Poté začalo být i v bývalém SSSR jasno, že další zvyšování tonáže vodíkové bomby postrádá smysl (Chruščov původně objednal 100Mt bombu, ale pracovníci z Arzamasu 16 mu to naštěstí včas rozmluvili). Právě v souvislosti s touto explozí Sacharov sepsal a nechal kolovat svůj protest proti vzdušným zkouškám nukleárních zbraní. Ironií je, že tato největší existující bomba byla téměř čistá, neboť 97 % uvolněné energie pocházelo z jaderné syntézy, [5], tj. vzhledem k daleko převládajícímu termonukleárnímu mechanismu výbuchu zanechala při dané tonáži celkem minimální spad. Přitom i v amerických pokusech Mike a Bravo pocházelo přes polovinu uvolněné energie ze štěpení přírodního uranu 238U obsaženého v uranovém lineru (temperu) obklopujícím stlačovanou termonukleární náplň neutrony generovanými termonukleárními reakcemi. 4 Šlo o vůbec největší tonáž dosaženou při amerických zkouškách. K tak silnému výbuchu došlo vlastně omylem, původní plánovaný ekvivalent byl 4–6 Mt. Bomba sice měla dostatečnou zásobu Li, ale právě kvůli snížení tonáže byla část izotopu 6Li nahrazena 7Li. Zapomnělo se ale na endotermickou reakci (5) rovněž plodící srážkou s rychlým neutronem tritium, které je pak schopno vstoupit do reakčního řetězce a zvýšit energetický zisk. Potřebné rychlé neutrony k plození T jsou však při použití LiD uvolňovány např. v prvé reakci typu (2) nebo dokonce v druhé reakci (1), kde vznikající neutron odnáší energii 2,45 MeV, což je jen nepatrně méně než energie 2,47 MeV potřebná v (5). To znamená, že v plazmatu vybuchující náplně zahřátém na několik desítek keV k sekundární generaci T z izotopu 7Li může dojít.

č. 6

» Ačkoliv

10 −15 10 −16 10 −17

− σV [cm3/s]

nálože o teplotě asi 10 keV (lavinovitá štěpná reakce proběhne v nanoskundovém čase, kdežto rozlet plazmatu je měřen v mikrosekundách), [10]. Jelikož tato plazmatická koule září v podstatě jako černé těleso, je charakteristická vlnová délka kolem 1 Å a hustota přímého zářivého výkonu v metrové vzdálenosti asi 1021 W/cm2. To je sice mnohem více než v ohniskové skvrnce svazků moderních nanosekundových laserů, ale ozáření termojaderného paliva nemůže být přímé, protože je třeba ozářit jeho celý povrch pokud možno rovnoměrně. To se děje prostřednictvím sekundárního plazmatu generovaného primárním zářením na vnitřní stěně pouzdra bomby v konfiguraci, která poněkud připomíná tzv. nepřímý ohřev v laserové termonukleární fúzi, viz níže, obr. 3. Převodem přímého záření na sekundární se sice ztrácí velké množství zářivého výkonu, ale zbytek je stále dostatečný k tomu, aby mohlo dojít k účinné kompresi. Fokusovaný svazek nanosekundového laseru dosahuje v ohnisku hustot výkonu typicky 1014–1016 W/cm2, což je dostatečné pro vyvolání komprese terčíku, jehož rozměry jsou srovnatelné s velikostí ohniskové skvrnky. Rozdíl je ve vlnové délce záření, která se u laserů místo v rentgenové nachází většinou v blízké ultrafialové, viditelné nebo infračervené části spektra. Ačkoliv dnes je známo několik desítek nebo spíše stovek prostředí, ve kterých lze vyvolat laserový efekt, vhodná zesilující prostředí pro výkonové lasery s dostatečně velkým výkonem generovaného světelného impulzu lze spočítat na prstech jedné ruky. Jsou to neodymové ionty Nd3+ (či analogické ionty dalších vzácných zemin) ve skle či jiné vhodné matrici (např. v průhledných krystalech granátu ittrito-hlinitého Y3Al5O12, ať již ve formě monokrystalu nebo keramiky), jódové atomy v plynném skupenství, plynný kysličník uhličitý CO2 ve směsi s dusíkem a heliem a potom též excimery, resp. exciplexy typu KrF neboli exotické sloučeniny většinou vzácného plynu s halogenovými atomy, jejichž molekuly mohou po nějakou dobu stabilně existovat jenom v energeticky vzbuzených stavech a po přechodu do základního stavu se okamžitě rozpadají. Další rozdíl spočívá v tom, že jako náplň v laboratorní mikrobombě se využívá nejsnadněji zažehnutelné termonukleární palivo, kterým je směs deuteria s tritiem 1:1, většinou v kryogenní formě D-T ledu. To vyplývá z pohledu na obr. 4, kde jsou srovnány účinné průřezy, resp. rychlostní konstanty základních reakcí přicházejících v úvahu. Předpokládá se, že teplota paliva v okamžiku zážehu (měřená v energetických jednotkách) bude asi 5–10 keV (~100 mil. stupňů kelvina), což zhruba odpovídá desetinásobku teploty v nitru Slunce a je asi třikrát nižší než teploty dosahované v plazmatu konkurenčních tokamaků, kde je plazma ovšem mnohem řidší. Konfigurace ozáření terčíku s palivem lasery jsou celkem dvě – přímý ohřev (direct drive) a nepřímý ohřev (indirect drive), viz obr. 5. 1. Při přímém ohřevu jsou laserové svazky fokusovány přímo na povrch kuličky s palivem, přičemž je třeba dbát na to, aby osvětlení povrchu bylo pokud možno rovnoměrné, s přesností několika procent. Jinak totiž představuje nerovnoměrně ozářený povrch zárodek (imprint) nárůstu Rayleighovy-Taylorovy nestability, která při zrychlující se kompresi pociťuje zrychlení obalu jako gravitační zrychlení mířící ven, tj. proti směru gradientu hustoty ven proudícího plazmatu z ohořívajícího povrchu, což představuje

‹ Čs. čas. fyz. 60 (2010) ›

10 −18 T (D, N) He4 10 −19

DD TOT He3 (D, P) He4

10

−20

10

−21

T+T T + He3 D (D, P) T D (D, N) He3

10 −22 100

101

102 103 teplota [keV] Obr. 4 Reakční rychlosti pro jednotlivé druhy termonukleárních reakcí v závislosti na teplotě směsi. Reakce D-T je asi o řád rychlejší než všechny ostatní. (Převzato z [12].)

nepříznivou nestabilní konfiguraci, jako bychom se např. pokoušeli udržet v rovnováze vrstvičku rtuti rozlitou na povrch vody. Podobný problém představuje vnitřní povrch D-T ledu v decelerační fázi po odeznění laserového impulzu. Naštěstí D-T led má spontánní tendenci vytvářet hladký povrch sám od sebe. Podobně jako je nutno dodržet rovnoměrnost osvětlení (to znamená, že je třeba též potlačit přirozenou koherenci laserových svazků, které by jinak měly tendenci vytvářet na povrchu terčíku interferenční vzory), musí být pokud možno hladký i vnější povrch ozařované kuličky s palivem. Systém s přímým osvětlením je též velmi citlivý na děje, které se odehrávají na vnější straně ve vnější řídké části ven proudícího plazmatu, tzv. plazmatické koróně. Jde především o generaci populace tzv. rychlých elektronů např. mechanismem Ramanova nebo Brillouinova rozptylu a dalších nelineárních procesů odehrávajících se v koróně či rezonanční absorpcí při kritickém povrchu (kde se lokální plazmová frekvence elektronů v koróně rovnáfrekvenci dopadajícího laserového záření ωpe = 4πe2 ne /me = ωL. Za touto plochou, na které se dosud neabsorbovaný zbytek laserového záření prošlý korónou odráží, se energie absorbovaná v koróně přenáší k povrchu terčíku – ablační ploše – mechanismem elektronové tepelné vodivosti. To je přirozeně spojeno s částečným vyhlazováním případné nerovnoměrnosti osvětlení nebo i počáteční nerovnosti povrchu terčíku, protože vedení tepla má tendenci všechny tyto nehomogenity rozmývat). Rychlé elektrony (v případě plazmatu generovaného svazky NIF je charakteristická teplota rychlých elektronů kolem 170 keV) mají tendenci pronikat do dosud nezkomprimované části paliva a předehřívat ho, čímž narušují adiabatičnost komprese a činí ji tím obtížnější. Problém generace rychlých elektronů vyřadil ze hry jinak velice slibné CO2 lasery fungující v daleké infračervené oblasti, ale v blízké infračervené oblasti (tam patří Nd i jódové lasery) se podařilo konverzí fundamentální laserové frekvence do 3. harmonické dvojicí velkoplošných nelineárních krystalů potlačit generaci rychlých elektronů díky nárůstu počtu srážek v oblasti kritické plochy posunuté zvýšením frek-

349

dnes je známo několik desítek nebo spíše stovek prostředí, ve kterých lze vyvolat laserový efekt, vhodná zesilující prostředí pro výkonové lasery s dostatečně velkým výkonem generovaného světelného impulzu lze spočítat na prstech jedné ruky.

«

350

‹ Referáty › přímé ozáření lasery nebo ozáření rentgenovým zářením v dutince

ohořívající vrstva na povrchu kuličky (ablátor)

RA

plyn D-T vrstvička vymrzlého paliva

Obr. 5 Děje při ozařování kuličky s vymraženým D-T palivem. Ohřev může být buď (1) přímý, kdy zvlněné šipky znázorňují přímo energii svazků primárních laserů, nebo (2) nepřímý, kdy tyto křivky znázorňují rentgenové záření v dutince-hohlraumu. V obou případech je energie záření absorbována na povrchu kuličky, který se postupně mění v plazma proudící radiálně ven. Reaktivní síla vyvolaná tímto prouděním se projevuje tlakem na povrch kuličky (ablační tlak), který vede k jejímu stlačení. Plynem se v obrázku vlastně rozumí nasycená pára směsi D-T, nacházející se v rovnováze s D-T ledem na vnitřní stěně kuličky. (Převzato z [12].)

vence dopadajícího laserového světla blíže k terčíku do hustší oblasti generovaného plazmatu. 2. Konfigurace nepřímého ohřevu je analogická původní konfiguraci bomby. Svazky se při ní zavádějí otvory (light entrance holes) do dutinky (pouzdérka – hohlraumu) zhotoveného z materiálu s vysokým atomovým číslem (např. zlata nebo uranu), který po přeměně v plazma pokud možno intenzivně září v oboru měkkého rentgenového záření, jež pak rovnoměrně ozáří povrch kuličky s palivem, zavěšené uvnitř dutinky. Rozdíl oproti bombě je nicméně v tom, že plazma ohniskových skvrnek ozařuje kuličku přímo, geometrie svazků dopadajících na vnitřní stranu dutinky je tedy rozhodující pro rovnoměrnost osvětlení kuličky. Podobně je při velmi krátké vlnové délce rentgenového záření a absenci kritické plochy s následným vyhlazovacím efektem (viz konec předchozího bodu o přímém ohřevu) potřeba věnovat daleko větší pozornost drsnosti povrchu kuličky s palivem, která nesmí přesáhnout stovky nanometrů. V současné konfiguraci jsou svazky pronikající bočními otvory rozděleny na každé straně do tří věnců a vnitřek dutinky je naplněn několika atmosférami plynu neabsorbujícího ani vstupní laserové záření ani vznikající rentgenové záření (typicky směsí vodíku s heliem), který u laserových impulzů o délce několika nanosekund brání průběžné expanzi plazmatu ve skvrnkách a tudíž i posunu zdrojů, ze kterých vychází rentgenové záření, což by narušilo pečlivě vyladěnou geometrii osvětlení kuličky s palivem. I když, podobně jako v bombě, se příznivě projevuje generace záření ze sekundárního plazmatu vytvářeného dopadem primárního rentgenového záření na vnitřním povrchu dutinky, která přispívá k vyhlazení osvětlení kuličky s palivem (předpokládá se, že dutinka se naplní rovnovážným rentgenovým zářením o teplotním ekviva-

lentu asi Tr ~300 eV, což odpovídá hustotě výkonu na povrchu kuličky s palivem1015 W/cm2), jen menší část takto vzniklého rentgenového záření dopadá na povrch kuličky s palivem (v poměru velikosti vnitřního povrchu dutinky a povrchu kuličky, který se navíc v průběhu imploze zmenšuje). Část samozřejmě uniká vstupními otvory a část se ztrácí radiační difuzí do stěn dutinky. Tomu se čelí tím způsobem, že zářivý materiál představuje jen tenkou vrstvičku na vnitřním povrchu dutinky, zbytek je z lehčího materiálu, který radiační difuzi zpomaluje. Podobně dochází k dalším energetickým ztrátám v oblasti vstupních otvorů, které mají tendenci zatahovat se plazmatem, ve kterém pak dochází v důsledku silné fokusace svazků k nelineárnímu rozptylu (odrazu) vstupujícího primárního laserového záření. Mohlo by se zdát, jelikož hustota výkonu rovnovážného rentgenového záření naplňujícího dutinku kriticky závisí na dosažitelné radiační teplotě (přes Stefanův-Boltzmannův zákon pro hustotu energie záření u = σTr4), že i malé snížení radiační teploty má za následek podstatné snížení ablačního tlaku na povrch kuličky s palivem a tudíž i menší rychlost imploze a konečnou kompresi. Ve skutečnosti je však závislost rychlosti√imploze na radiační teplotě mnohem pomalejší ∼ Tr , viz obr. 7, protože i její závislost na hustotě zářivého výkonu je velmi slabá – viz [12], str. 42, vzorec (52) a následující. Nepřímý ohřev sice výrazně usnadňuje rovnoměrnost osvětlení kuličky s palivem oproti případu přímého ohřevu, je však energeticky podstatně náročnější. Výhoda rovnoměrného ozáření povrchu kuličky s palivem je však nesporná, a tudíž prvé experimenty na americkém NIF a francouzském Megajoule budou využívat nepřímý ohřev. Pro eventuální budoucí systémy se svazky těžkých iontů, které by případně mohly zastoupit lasery jako drivery, viz obr. 3, nepřichází ani jiný způsob než nepřímý ohřev prakticky v úvahu. Nejperspektivnější z hlediska jaderné fúze uskutečňované v laboratoři je tedy reakce deuteria s tritiem dle následující rovnice: D + T → α + n + 17, 6 MeV .

(3)

V důsledku současného zachování energie a hybnosti se rozdělí uvolněná energie nepřímo úměrně velikosti hmotností vznikajících částic. Lehčí neutron tedy odnese 14,1 MeV, α-částice 3,5 MeV. Deuteria je, jak již bylo řečeno, v přírodě dost. Horší je to s tritiem. To je radioaktivní s poločasem rozpadu 12,3 roky, přesto však v přírodě existuje, protože je průběžně generováno kosmickým zářením dopadajícím na Zemi. Předpokládá se, že na Zemi je ho ustavičně přítomno celkem asi 50 kg, což ovšem zdaleka nestačí, protože například jen jediná elektrárna by měla mít odhadnutou spotřebu asi čtvrt kg tritia denně. Naštěstí se dá vyrábět uměle bombardováním lithia neutrony. Přírodní lithium, kterého je v zemské kůře dostatek, má izotopické složení 6Li : 7Li v poměru 7,5 % : 92,5 % a při bombardování neutrony z něj vzniká tritium dle následujících rovnic n + 6 Li → T + α + 4, 8 M eV , n + 7 Li → T + α + n − 2, 47 M eV .

(4) (5)

Kapalné lithium, o kterém se obvykle předpokládá, že bude obklopovat interakční prostor, aby zachycovalo vyletující neutrony a odebíralo jim energii, by tedy

č. 6 dále plnilo funkci generátoru tritia. Tento způsob je společný s tokamaky. Odloučené tritium by se spolu s deuteriem plnilo do miniaturních kuliček z tenkého skla či polyethylenu nebo jiného lehkého materiálu (berylia kvůli lepší možnosti leštění povrchu kuličky), na jejichž vnitřní stěně se původně plynná náplň nechá vymrznout a kulička se pak pokud možno se všech stran rovnoměrně ozáří buď přímo nanosekundovými laserovými svazky v konfiguraci přímého ohřevu nebo jimi generovaným rentgenovým zářením uvnitř dutinky v systému nepřímého ohřevu. Povrch kuličky se tím promění v plazma, které proudí radiálně proti směru dopadajícího záření. Reaktivní (ablační) tlak tohoto proudění na zbytek kuličky vyvolá stlačení slupky z D-T ledu, které musí být pokud možno adiabatické a symetrické. V okamžiku maximálního stlačení vzniknou ve středu podmínky k zapálení termonukleární reakce. Detonační vlna se pak šíří komprimovaným palivem směrem ze středu ven a cílem je, aby ho velká část vyhořela dříve, než se celý útvar zase rozletí. Opakováním tohoto procesu s dostatečnou frekvencí, pokud by bylo možné docílit tak vysokého energetického zisku, že by uhradil i energii vynaloženou na provoz laserů osvětlujících povrch kuličky a všechny další nezbytné doprovodné úkony, by bylo možné vyrábět elektřinu v normální tepelné elektrárně převodem tepla zachyceného v kapalném lithiu do parotepelného cyklu. Podmiňovací způsob je v předchozích větách použit vzhledem k tomu, že laserovou fúzi ve smyslu skutečného mikrovýbuchu se přes nesporný pokrok dosud nikomu nepodařilo uskutečnit. Navíc je dnes celkem zřejmé, že i když dříve nebo později k uskutečnění laserové fúze dojde, nebude možné provozovat na tomto principu skutečnou elektrárnu bez zásadního pokroku ve vývoji laserových driverů s podstatně vyšší účinností a schopností opakování výstřelů, než mají ty dosavadní. To by mělo být zřejmé z následujícího textu. Takové možnosti se zatím jen rýsují na obzoru v rámci velkých laserových projektů EU (HiPER – High Power Laser for Energy Research) nebo USA (LIFE – Laser Inertial Fusion Engine). Přesto však dosavadní pokusy se stlačováním terčíků na velkých laserových systémech přinesly neocenitelnou řadu poznatků, které lze bezprostředně využít i pro jiné způsoby komprese, např. pomocí intenzivních urychlených svazků těžkých iontů. Pro ně, kromě technické náročnosti a nákladnosti stavby nezbytných urychlovačů, neexistují žádná známá fyzikální omezení, která by bránila uskutečnění elektrárny. Přesto hlavní investice plynou v současnosti do stavby obřích laserových systémů (Nd systém NIF – National Ignition Facility o 192 kanálech právě spouštěný v Lawrenceově livermorské národní laboratoři – LLNL – v USA, velice podobný systém Laser Megajoule (LMJ) stavěný v Le Barp u Bordeaux ve Francii, plánované zahájení provozu 2012, a zatím jen zárodečný též Nd systém Iskra 6 v Arzamasu 16). Důvodem je vojenské využití předpokládaných mikrovýbuchů jako laboratorního neutronového zdroje, který by simuloval účinek podobných výbuchů se skutečnými nukleárními zbraněmi dnes v civilizovaném světě zakázaných mezinárodními smlouvami. Při tomto způsobu využití odpadá požadavek na rychlé opakování celého děje i na účinnost použitých laserových systémů a výkonové lasery se naopak stávají v současnosti jediným dostupným prostředkem pro jeho uskutečnění.

‹ Čs. čas. fyz. 60 (2010) ›

» I když dříve

NEZBYTNOST KOMPRESE V dalším se budeme držet výkladové linie obsažené v práci [11], která zpracovává problematiku řízené inerciální fúze způsobem vhodným i pro ne zcela zasvěcené čtenáře. Celkem jednoduchým bilancováním se dá ukázat, že k provozu funkční elektrárny kalibru Temelína5 založené na energetickém zisku z řízené inerciální fúze je nutné opakovat mikrovýbuchy 5–10× za vteřinu a že účinnost driverů, tj. buď laserů nebo svazků nesmí být menší než 5–10 %. Ale i pak energetický zisk G (gain) definovaný jako poměr termonukleární energie EDT uvolněné v terčíku D-T reakcí (3) k energii Ed vložené do terčíku uvedenými drivery6, tedy G=

EDT , Ed

351

(6)

musí být v jednotlivých výstřelech co nejvyšší, nejméně 100 či ještě větší, aby jeho součin s elektrickou účinností driverů byl dostatečně velký ηd G ≥ 10. Jedině pak totiž dokáže celý systém energeticky uživit sám sebe a ještě dodávat podstatnou část vyrobeného výkonu do elektrické sítě. Následující text se zabývá podmínkami pro dosažení potřebného zisku. Velmi pěkný a souhrnný přehled dané problematiky lze najít i v přehledovém článku [12] týkajícím se zejména nepřímého ohřevu, obecný fyzikální výklad je možné najít v knize [13].

Bilance termonukleárního hoření Pokud označíme nD a nT počty atomů deuteria a tritia v jednotce objemu zahřátého paliva a použijeme-li reakční rychlost jejich slučování z obr. 4, termonukleární reakce D-T probíhá dle rovnice dnD /dt = dnT /dt = −nD nT < vσDT >, (7)

kde reakční rychlost je dána vzorcem  ∞ 4 < vσDT >= √ 3 dvv 3 σDT exp [−(v/vT )2 ], πvT 0 2kB T , (8) vT = m 5 Názorný příklad lze najít v [11]: Předpokládejme, že máme driver, který s účinností ηd = 10 % produkuje 5× za vteřinu 6 MJ impulzní energie a spotřebovává tedy 5 × 6/ηd = 300 MW, tj. 0,3 GW průměrného příkonu. Pokud by byl energetický zisk z terčíku opravdu 100× (neboli G = 100), obdrželi bychom průměrný fúzní výkon 5 × 100 × 6 = 3 000 MW, ze kterého by se v parní části elektrárny s účinností např. 0,43 dalo vyrobit 0,43 × 3 = 1,3 GW elektrického výkonu. Z něj by se muselo 0,3 GW posílat zpět do driverů a zbytek 1 GW by mohl jít do sítě. Termonukleární Temelín by tedy tím byl na světě. Příklad názorně ilustruje nezbytnost podmínky ηdG ≥ 10 pro rentabilní provoz takové elektrárny, a jelikož z fyzikálních důvodů nelze očekávat, že G by s použitím současných driverů o mnoho překročilo hodnotu 100, vyplývá odtud i požadavek jak na jejich účinnost, tak na rychlost opakování. 6 V magnetické fúzi se analogická veličina, která se označuje zpravidla jako Q, definuje spíše poměrem získaného fúzního výkonu a příkonu daného hlavně přídavnými ohřevy plazmatu ve formě neutrálních svazků nebo absorpcí elektromagnetických vln na různých frekvencích. Do získaného fúzního výkonu je ale třeba započíst jen tu část, která je vynášena ven neutrony, protože α-částice se i v tokamakovém plazmatu reabsorbují. Rovnost (breakeven) obou položek nastane při Q = 1, nastartování spontánního termonukleárního hoření při splnění Lawsonova kritéria (ignition) implikuje Q → ∞. V budoucím tokamaku ITER by mělo být dosaženo Q ≥ 10.

nebo později k uskutečnění laserové fúze dojde, nebude možné provozovat na tomto principu skutečnou elektrárnu bez zásadního pokroku ve vývoji laserových driverů s podstatně vyšší účinností a schopností opakování výstřelů, než mají ty dosavadní.

«

352

‹ Referáty › » K provozu

funkční elektrárny kalibru Temelína5 založené na energetickém zisku z řízené inerciální fúze je nutné opakovat mikrovýbuchy 5–10× za vteřinu a účinnost driverů nesmí být menší než 5–10 %.

«

kde v je relativní rychlost srážejících se částic, σDT účinný průřez reakce (3), kB Boltzmannova konstanta a m střední hmotnost odpovídající relativnímu pohybu 1/m = 1/mD + 1/mT, tj. 6/5 AMU. Pokud se začne se stechiometrickou směsí D-T v poměru 1:1 (nD (0) = nT (0) = n0 /2), je současně nD = nT = n/2

(9)

a uvedenou rovnici lze snadno řešit nD (t) = nT (t) =

n0 /2 . (10) 1 + (n0 /2) < vσDT > t

Označíme-li jako τc čas, po který reakce probíhá, tj. než se palivo rozletí a reakce se zastaví, a chceme-li, aby se do té doby spotřebovala část paliva daná podílem f b (burn fraction, později položíme f b = 0,3), bude 1 − (nD (τc ) + nT (τc ))/n0 = 1−

1 ≥ fb , 1 + (n0 /2) < vσDT > τc

(11)

a pro n0 dostáváme následující vztah n0 ≥

2 fb 1 . τc < vσDT > 1 − fb

(12)

V něm by po vynásobení τc již bylo možno rozeznat známé Lawsonovo kritérium jako podmínku pro součin n0τc, které nyní bude ovšem přepsáno pro případ rozletující se palivové kuličky o počátečním poloměru R. Nejprve k tomu je třeba odhadnout dobu τc, po kterou lze reálně předpokládat, že hořící palivo drží pohromadě.

Doba hoření Hořící stlačené a zahřáté termonukleární palivo bude mít hustotu ρ a teplotu T, která odpovídá tlaku p, a bude se rozletovat rychlostí zvuku CS , přičemž platí ρ = mD nD + mT nT = (mD + mT )n/2 , p = 2nkB T , p 4kB T = CS = . ρ mD + mT

(13) (14) (15)

Vzhledem k vysoké teplotě jsou atomy hořícího paliva ionizovány, takže jde o D-T plazma, tj. směs jader D a T a volných elektronů a rozlet probíhá elektroakustickou rychlostí, kdy rychlé elektrony se snaží z plazmatu uniknout a táhnou těžká jádra za sebou. Tlak je tedy dán i v případě, že v důsledku zředění při rozpínání téměř ustanou vzájemné srážky, též elektronovou komponentou, kdežto těžká jádra urychlovaná elektrostatickým polem působícím mezi nimi a elektrony propůjčují pohybu svoji setrvačnost. Tlak vyvíjený elektronovým plynem je tedy třeba přičíst ke tlaku způsobovanému ionty. Je dále rozumné předpokládat, že rozlet hořícího paliva probíhá tak, že povrch kuličky postupně expanduje do vakua rychlostí CS , čímž plazma řídne a reakce se v něm zastavuje. Celá kulička se postupně zředí za dobu, která je měřena veličinou R/CS . Správně by bylo třeba posuzovat hydrodynamický rozlet kuličky na základě řešení příslušných NavierovýchStokesových rovnic alespoň v jednorozměrném modelu současně s bilanční rovnicí pro termonukleární hoření v každém jejím bodě a rozlet by byl dán časovým okamžikem, kdy v důsledku zředění expandujícího mate-

riálu se reakce ve většině objemu zastaví. To ale není předmětem tohoto článku. Místo toho alespoň zhruba vylepšíme uvedený odhad na základě faktu, že až ze středu kuličky na okraj cestuje jen menší část hmoty, kdežto většina hmoty má cestu k okraji ve skutečnosti kratší. Jde tedy o středování doby rozletu přes poloměr beroucí v úvahu rozložení hmoty v kuličce  R 1 R−r dr 4πr2 ρ = R/4CS . (16) τc = (4π/3)ρR3 0 CS Dosadíme-li tento výraz do (12) s využitím (13), dostaneme 8CS fb mD + mT , ρR = (mD + mT )n0 /2R ≥ 2 < vσDT > 1 − fb (17) nebo naopak ρR fb ≤ . (18) (mD + mT ) 4CS / < vσDT > +ρR Na pravé straně této rovnice má výraz (mD + mT) 4CS/ <υσDT> nejmenší hodnotu pro kBT = 30 keV rovnou 6,0 g/cm2. Chceme-li při hoření kuličky docílit dostatečného energetického zisku, musí být podíl spotřebovaného paliva roven přibližně alespoň jedné třetině f b ∼ 1/3 (v dalším budeme používat přibližnou hodnotu f b = 0,3), což dává ρR = 3,0 g/cm2 jako minimální hodnotu tohoto parametru pro kuličku paliva o poloměru R. Tento výsledek je celkem fyzikálně pochopitelný, protože palivo hoří v objemu koule, kdežto jeho únik se děje z povrchu. Zvětšením poloměru se podíl objemových efektů na celém ději přirozeně zvětšuje, podobně působí i zvětšování hustoty. Znalci fyzikální kinetiky rozeznají v součinu ρR parametr určující poměr poloměru stlačeného paliva R ku střední volné dráze (mD + mT)4CS/ρ<υσDT> příslušné reakci (3) pojímané jako druh srážkového procesu. Tento parametr hraje tudíž stejnou roli i v případě dalších srážkových procesů, na což ještě narazíme při posuzování doběhu α-částic či neutronů v komprimovaném terčíku. Pokud bychom se navrátili zpět k Lawsonovu kritériu (12) s těmito hodnotami, zjistíme, že pro inerciální fúzi je n0τC ≥ 2 × 1015 s/cm3, zatímco pro magnetickou fúzi musí být tatáž veličina rovna nejméně 1014 s/cm3 při kBT = 25 keV (pro obvyklejší formu Lawsonova kritéria pro tokamaky se uvádí 15 keV, [1]) a liší se tedy faktorem7 20. Inerciální fúze klade tudíž na parametry plazmatu poněkud přísnější požadavky. Nyní již lze odhadnout množství energie, které taková kulička termonukleárního paliva je schopna dát. Její celková hmotnost je rovna 4/3πR 3ρ = 4/3π(Rρ)3/ρ2, o veličině v závorce víme, že je rovna nejméně 3,0 g/cm2. Pokud by zůstal D-T led nestlačen, pak by ρ = 0,21 g/cm3 a hmotnost kuličky by musela být rovna 2,6 kg s uvolněnou termonukleární energií 17,6 MeV na každý (sloučený) D-T pár mající hmotnost 5 AMU, tedy celkově 1/3 × 2,6/(5 × 1,7 × 10-27) × (17,6 × 1,6 × 10-19) J = 2,8 × 1014 J, což je ekvivalent energie uvolněné při výbuchu asi 70 kt trinitrotoluenu TNT8. Takový výbuch nelze provést v rámci laboratoře, i kdyby se zmíněné skoro 3 kg termonukleárního paliva podařilo nějakým způsobem 7 Matematicky je dán rozdíl tím, že v případě obyčejného Lawsonova kritéria platného pro magnetickou fúzi minimalizujeme vzhledem k teplotě výraz T/<υσDT>, kdežto v případě inerciální fúze výraz √T/<υσDT>. 8 Počítáme, že výhřevnost TNT, která je u výbušnin vzhledem k obsahu vázaného kyslíku podstatně nižší než u běžných fosilních paliv, je asi 960 kcal/kg, tj. 4 MJ/kg.

č. 6 zahřát na potřebnou teplotu. Pakliže se nám ale podaří zvýšit hustotu paliva před výbuchem 1000×, bude za stejných podmínek hmotnost paliva a tedy i uvolněná energie milionkrát menší, tedy s ekvivalentem asi 70 kg TNT, což je energie již pro laboratoř únosná. Situace je o to výhodnější, že mikrovýbuchu se zúčastní jen nepatrné množství hmoty (Mcf = 2,6 mg poloměr takto stlačeného paliva by byl asi 140 μm), které nemůže způsobit znatelné mechanické poškození. Hlavní energie je totiž odnesena vznikajícími neutrony, které bombardují stěnu vakuové komory a pohlcují se v lithiu za ní. Komprese paliva před výbuchem je tedy řešením, které umožňuje vrátit experiment zpět do laboratorních měřítek. Kvůli zjednodušení ještě označíme jako εDT = 3,3 × 1011 J/g energii, která by se uvolnila úplným vyhořením 1 g D-T směsi, takže např. v rovnici (23) bude EDT = f b εDTMcf, atd. Vraťme se ještě krátce k problému vojenské bomby. Pohled na obr. 4 nás přesvědčí, že účinné průřezy jakékoliv jiné termonukleární reakce než právě D-T jsou alespoň o řád nižší. To znamená, že minimální hodnota parametru ρR se desetkrát zvětší, hmotnost nálože vzroste tudíž přibližně tisíckrát a v jejím TNT ekvivalentu se bez komprese na místě kt objeví Mt. To by v uvedeném přikladu sice znamenalo nálož větší, než jaká kdy byla explodována, ale i kdybychom se smířili u termonukleární bomby s takto velikou tonáží, bylo by zřejmě velice obtížné zahřát tak velké množství termonukleárního paliva na potřebnou teplotu, i kdybychom použili značně velkou štěpnou nálož9. Navíc z praktic9 V uvedeném příkladu by zahřátí takového množství termonukleárního paliva (2,6 t) na potřebných nejméně 10 keV znamenalo vložit celkem energii 3 ×1015 J, což by odpovídalo iniciační štěpné náloži o ekvivalentu nejméně 0,7 Mt TNT a podrobnější rozbor by tuto energii ještě nepochybně zvýšil, protože nálož neobsahující tritium vyžaduje podstatně vyšší teploty, [1]. Kdybychom zapomněli na to, co bylo dosud řečeno o nutnosti komprese termonukleární nálože, nabízí se jako první myšlenka zahřát nestlačenou termonukleární nálož nikoliv v celém objemu, nýbrž jen lokálně, a doufat, že termonukleární hoření se odtud rozšíří na celý objem paliva opět dříve, než dojde k jeho rozletu. Palivo může mít např. tvar válce zapáleného na jednom z konců či uprostřed. Touto myšlenkou se na americké straně zpočátku zabýval E. Teller a na ruskou stranu ji zřejmě ještě stačil vynést K. Fuchs. Jak ale konstatoval H. Bethe, [2], tato informace byla na ruské straně spíše ke škodě než k užitku. Výpočty totiž ukázaly, že bez vysokého obsahu tritia v palivu by byla jen těžko realizovatelná. V Arzamasu 16 označovali tento úplně prvý projekt jako „trubu“, uskutečněné projekty „slojka“ a „atomnoje obžatije“ (radiační komprese) následovaly až jako druhý a třetí v pořadí, [6]. Američané však tento systém vyzkoušeli na atolu Eniwetok 9. 5. 1951 v rámci pokusu Greenhouse #3 s využitím náplně směsi D2 a T2. Tonáž exploze obnášela 225 kt, uranová iniciační bomba měla 45,5 kt a vojensky nebyl výsledek pokusu využitelný, už jen z důvodu nutného vysokého obsahu nestabilního tritia. Kromě toho, že šlo o prvý uskutečněný termonukleární výbuch vůbec, byla jeho myšlenka přesto revoluční v tom smyslu, že se poprvé prověřil návrh využití štěpné nálože jako iniciátoru termonukleárního výbuchu. Bethe a Fuchs si dokonce podali patent na umístění iniciační nálože do dutiny v uspořádání dosti podobném pozdějšímu systému radiační komprese. Odtud pramenilo další podezření na západní straně, že Fuchs sovětským vědcům napověděl i v otázce geometrie dvoustupňové bomby. Američané naproti tomu vůbec nevyzkoušeli systém jednostupňové bomby analogické „slojce“, ačkoliv o něm též uvažovali pod krycím označením „alarm clock“. U moderních zbraní zvítězil na obou stranách koncept dvoustupňové bomby, který je relativně snadno rozšiřitelný i na trojstupňový, kdy menší temonukleární nálož slouží jako zdroj záření pro im-

Horká tečka

‹ Čs. čas. fyz. 60 (2010) ›

Chladné palivo

hustota ρ teplota Tl

rHS Obr. 6 I jednorozměrné modely odhalí numerickým řešením poměry v komprimovaném terčíku. Dají se jasně rozeznat 2 různé oblasti. Uvnitř panuje vysoká teplota při poměrně nízké hustotě horké tečky (hot spot) a na vnější straně se nachází obal stlačeného chladného paliva. Je patrno, že poloměr horké tečky obnáší asi polovinu celkového poloměru stlačeného terčíku. (Převzato z [12].)

kých důvodů by využití termonukleární nálože mělo být podstatně lepší než pouhá 1/3, což znamená další zvětšení parametru ρR. I v případě bomby je tedy nezbytně zapotřebí využít mechanismu předběžného stlačení paliva. Je zřejmé, že tak velkého stlačení lze dosáhnout nejsnadněji ve sférické geometrii, kdy se kulička stlačuje rovnoměrně ze všech směrů, protože pak stačí k tisícinásobnému zvětšení hustoty zmenšit poloměr jen desetkrát. Při cylindricky symetrickém uspořádání (jako např. u magnetických pinčů) nebo dokonce v rovinné geometrii je stlačování méně účinné. Ve skutečnosti ani při sférickém stlačování duté koule z D-T ledu nedojde ke zcela rovnoměrnému zvětšení hustoty v celém objemu koule. V určitém momentu se pohyb díky narůstajícímu tlaku ve stlačovaném prostředí zastaví a dále pokračuje jen rázová vlna, která by při správné volbě režimu stlačování neměla o mnoho předběhnout vlastní pohyb hmotného prostředí, aby nestačila zvýšit teplotu dosud nestlačeného materiálu uvnitř a tím i jeho tlak a tudíž i odpor ke stlačování. Jinými slovy, stlačování by mělo zůstat pokud možno co nejdéle adiabatické. Při zastavení imploze pokračuje tedy odpoutaná sférická konvergentní rázová vlna do dosud nestlačeného prostředí, odrazí se ve středu, změní se na rozbíhavou a běží zase ven. Přitom dojde k podstatnému zahřátí nestlačeného prostředí, takže uvnitř relativně chladného stlačeného obalu vznikne přirozeným způsobem silně zahřátá bublina, zvaná horká tečka (hot spot). Vyšší teplota uvnitř horké tečky je jen dalším důsledkem její menší hustoty vzhledem k obklopujícímu stlačenému obalu a její ohřev je dán průchodem a disipací energie rázové vlny odpoutané od stagnujícího obalu stlačeného paliva. Tato horká tečka zabírá asi polovinu poloměru kuličky po stlačení, takže pro hlavní část studeného paliva ve formě kulové slupky rozložené plozi větší nálože v případě opravdu velkých tonáží. Tento princip byl zřejmě využit v Chruščovově superbombě 58 Mt explodované 30. 10. 1961 nad Novou zemí.

» Komprese

353

paliva před výbuchem je řešením, které umožňuje vrátit experiment zpět do laboratorních měřítek.

«

354

‹ Referáty › » Nárůst

hustoty výkonu v proudovém impulzu pinče je oproti laserovému impulzu pomalý.

«

na vnější polovině poloměru musí být dosažená hustota dokonce ještě vyšší, aby pro ni parametr ρΔR měl správnou hodnotu 3,0 g/cm2 pro efektivní vyhoření.

ZÁŽEH Objemový zážeh Jak uvedeno výše, optimální teplota pro zapálení D-T směsi je asi 30 keV, u komprimovaného laserového terčíku se předpokládá možné zahřátí na poněkud skromnějších, leč ještě dostatečných 10 kV. Předpokládejme, že bychom dokázali zahřát na tuto teplotu celý objem komprimovaného paliva. Potřebná energie je pak dána jako 3/2 × 4 × (10 × 1,6 × 10 -19) × (n0/2) J = 2,9 × 109 J. To je energie, kterou bychom museli přímo do kuličky vložit, abychom dostali 2,8 × 1011 J, tj. 106x méně než v nerealistickém případě bez komprese uvedeném výše. Poměr energie potřebné na zahřátí a energie získané z proběhlé fúze je asi 100, zisk čili zesílení energie se však počítá jako poměr celkové energie získané a celkové energie vložené lasery či svazky (drivery) za účelem zapálení reakce. Z energie opouštějící laser se část odrazí a část nepřejde do mechanické energie komprese paliva, o níž v tomto případě předpokládáme, že se celá změní v teplo vedoucí k zapálení. Poměr 100 je tedy ještě třeba vynásobit účinností (coupling) pohlcení laserové či svazkové energie na povrchu terčíku η C a dále účinností přeměny této pohlcené energie na mechanickou energii komprese η h. Prvý faktor účinnosti vyjadřuje fakt, že se např. při použití laseru část světla od plazmatu na povrchu terčíku odrazí a odražená energie se ztrácí. V případě nepřímého ohřevu připadne dokonce naprosto největší část dodané energie nikoliv na kompresi kuličky s palivem, ale na ohřev vnější dutinky. Druhý faktor účinnosti vyjadřuje fakt, že ne všechna pohlcená energie se přemění na kinetickou energii implodující slupky D-T ledu. Část energie se změní na různé druhy záření a část energie připadne na ohřev a expanzi plazmatu během laserového impulzu průběžně se vytvářejícího na povrchu terčíku tepelnou ablací a jeho urychlením proti směru laserového svazku. Právě toto proudící plazma vykonává na zbytek terčíku reaktivní tlak a způsobuje implozi zbytku paliva. Jelikož pro lasery i svazky je v ideálním případě součin η C η h dle konfigurace terčíku roven 4–8 %, je odhadovaný energetický zisk roven jen G ~ 5–10, což z hlediska budoucí termojaderné energetiky je málo i pro svazky těžkých iontů, jejichž elektrická účinnost jako urychlovačů se odhaduje na 25 %, nemluvě o laserech, kde je současná elektrická účinnost měřena většinou v promile. Objemový zážeh je tedy příliš energeticky náročný, a dává tudíž jen nízký energetický zisk. Objemový zážeh je však zatím jediný myslitelný způsob, jak dosáhnout fúzního zisku cestou rychlých impulzních výbojů – pinčů (pulsed power). Výbojový kanál mezi dvěma elekrodami napájený nízkoindukčním elektrickým obvodem kontrahující vlastním magnetickým polem – pinč – je ale silně nestabilní, mající tendenci se rozpadat na řadu horkých teček (hot spots), takže k efektivní kompresi nedochází. Nicméně v konfiguraci, kdy se kontrakce zúčastňuje i tenký obal výbojového kanálu – liner (např. ve formě husté klícky mikronových drátků natažených mezi elektrodami kolem budoucího výbojového kanálu) –, je velice efektivním zdrojem měkkého rentgenového záření, kdy účinnost převodu elektrické energie do zá-

řivé může dosáhnout až desítek procent. Zde se nabízí možnost využití takto generovaného záření k implozi kuličky s palivem v uspořádáni podobném nepřímému laserovému ohřevu, ale tento způsob dosud naráží na nízkou radiační teplotu takto generovaného záření (viz text před závěrem bodu o nepřímém ohřevu v kap. 1). To souvisí s tím, že nárůst hustoty výkonu v proudovém impulzu pinče je oproti laserovému impulzu pomalý – v intervalu desítek ns.

Horká tečka (hot spot) Naštěstí není třeba prohřát na zápalnou teplotu celý objem komprimovaného terčíku. Jak již bylo konstatováno, vznikne při kompresi uprostřed kuličky stlačeného paliva přirozeným způsobem již zmíněná horká tečka o teplotě asi 10 keV, obklopená obalem silně komprimovaného, ale relativně chladného paliva. V následujícím ukážeme, že tato horká tečka, ve které začne probíhat termojaderná reakce, vyprodukuje dosti energie na to, aby ohřála na zápalnou teplotu sousední tenkou slupku paliva, která se tak též zapálí, a vlna termonukleární detonace se pak šíří komprimovaným palivem samovolně ven, takže tímto způsobem komprimovaná kulička vyhoří. Rozměr horké tečky je sice dán hydrodynamickým dějem v závěru komprese, ale zároveň musí odpovídat doběhu α-částic o energii 3,5 MeV produkovaných v D-T reakci spolu s neutronem. Potom totiž dokáže horká tečka zvýšit probíhající D-T reakcí vlastní teplotu na potřebných 30 keV a ještě zahřát přiléhající vrstvičku chladného paliva. Ohřev se děje pružnými srážkami α-částic s jádry D a T v plazmatu, jímž předávají svou kinetickou energii, až se úplně zastaví v obklopující vrstvě stlačeného chladného paliva. Jak již bylo zmíněno v textu za vzorcem (18), tento doběh se opět řídí srážkovým mechanismem popsaným vzorcem typu (8) a tudíž i analogickým parametrem ρhsRhs. Použijeme-li ve vzorci (8) účinný průřez pro pružný rozptyl α-částic o energii 3,6 MeV vycházejících z reakce D-T, bude hodnota uvedeného parametru ρhsRhs = 0,3 g/cm2. Předpokládejme např. pro názornost, že horká tečka po průchodu rázové vlny bude stlačena asi 10× méně než obklopující studené komprimované palivo (typické hodnoty hustoty by byly asi 50 g/cm3 a 500 g/cm3, přičemž hustota nestlačeného D-T paliva je 0,21 g/cm3). Pak lze odtud analogickým způsobem, jak jsme to dělali pro celý terčík, vypočíst jeho poloměr i hmotnost. Budeme-li dále i nyní trvat na tom, aby i v přítomnosti horké tečky bylo důsledkem komprese zmenšení celkové potřebné hmotnosti k náležitému vyhoření o faktor 106 oproti nekomprimovanému případu, bude muset nastat zvětšení hustoty√ve studeném komprimovaném palivu o faktor 1 000 × 7, 1, protože přítomnost horké tečky palivo celkově zase poněkud zřeďuje. Jeho poloměr bude nyní Rhs = 0,3 ρhs = 3/ρcf = Rcf, kde Rcf teď znamená tloušťku slupky komprimovaného studeného paliva, která je tedy ve zvoleném případě rovna poloměru horké tečky, a tudíž celkový poloměr komprimovaného terčíku s horkou tečkou R vychází √ dvojnásobný než poloměr horké tečky a je o faktor 7, 1/2 = 1,4 menší než poloměr R ≅ 140 μm z našeho případu tisícinásobné (průměrné) komprese bez uvažování horké tečky. Hmotnost horké tečky bude obnášet 4π/3 × (0,3)3/ (ρcf/10)2 = 1/70 × 4π/3 × 7(ρcf R/2)3/ρcf 2, což je tedy 1/70 hmotnosti obalu ze studeného paliva (připomeňme, že v posledním výrazu je ρcf R/2 = 3 g/cm2) a tedy 1,4 % z celkové hmotnosti komprimovaného paliva výše od-

č. 6

100

100 energetický zisk G

hadnuté na 2,6 mg. V takto vzniklé horké tečce vyhoří dle (18) jen 5 % paliva, takže uvolněné α-částice ponesou energii 0,05 × (0,014 × 2,6/(5 × 1,7 × 10 -27)) × (3,6 × 106 × 1,6 × 10-19) J = 122 kJ. K ohřátí přilehlé vrstvičky chladného stlačeného paliva rovněž s parametrem ρcf ΔRhs = 0,3 g/cm2, kde ΔRhs představuje doběh α-částic vzniklých v horké tečce v okolním chladném stlačeném palivu, na √ potřebných 10 kV je třeba 2 3 3 4π(0, 3) /(0, 21 × 100 × 7, 1) /(5×1, 7×10−27 )× 2 4 −19 4×10 ×1, 6×10 J = 122 kJ. To, že obě čísla jsou stejná a že tudíž horká tečka opravdu je schopna obklopující stlačené palivo za daných předpokladů zapálit, je dáno šťastnou shodou okolností. Slupka bezprostředně obklopující horkou tečku má hmotnost rovnou j 3 2 ΔRcf = 4π(0, 3) /ρ2hs , neboli 3x je větší 4πρcf × Rhs než samotná horká tečka. Kromě toho energie nesená α-částicemi 5 % vyhořelých párů D-T v horké tečce po 3,6 MeV je úměrná součinu 0,05 × 3,6 = 3 × (3/2) × 4 × 0,01 MeV, zatímco takto rozepsaná pravá strana rovnosti úměrně odpovídá kinetické energii souboru třikrát většího počtu párů D-T a jejich uvolněných elektronů zahřátých na 10 keV. Energetická bilance zážehu přes horkou tečku je tedy v pořádku, protože další slupky stlačeného paliva jsou již vždy zasaženy trojnásobným počtem α-částic pocházejících z předchozí slupky, než by bylo třeba k jejich ohřevu na zápalnou teplotu. Je tedy zřejmé, že komprese mimo snížení nezbytného množství paliva na únosnou míru má ještě další příznivý účinek, kterým je samozápal paliva počínající z horké tečky ve středu. Příklad, který jsme zde zvolili, je dán sice typickou, ale jinak náhodnou volbou parametrů chladného obalu ze stlačeného paliva a horké tečky. Aby však horká tečka potřebných vlastností, tj. na dostatečně vysoké teplotě 10 keV a parametru ρhsRhs = 0,3 g/cm2 vůbec vznikla, musí mít hydrodynamický děj, který ji formuje, dostatečnou zásobu energie, jinak k samozápalu nedojde. Z toho je zřejmé, že detonace stlačeného terčíku je prahovým efektem, jak je též patrno z obr. 7. V dalším se zmíníme o jejich další možné optimalizaci. Navíc, numerické řešení alespoň v rámci jednorozměrných modelů komprese dává představu, jaké jsou skutečné poměry v komprimovaném terčíku, obr. 6. Rovněž jsme se nezmínili o neutronech plozených současně s α-částicemi a nesoucích energii 14,1 MeV. Nebylo to třeba. Pro ně je doběhový parametr ρR rovný 5 g/cm2, a proto bez zábran opouštějí horkou tečku, proletují obalem stlačeného chladného paliva a pohlcují se až za prvou stěnou v silné lithiové cloně. Systém NIF, v současnosti uváděný do provozu, byl navržen s takovými parametry, aby v systému nepřímého ohřevu došlo k zážehu právě mechanismem zážehu z centrální horké tečky, obr. 7.

10 M

100 0 -M

-M

JE

DT

JE

2 /3

DT

E G≈

JE

DT

r o vé l as e á n í i ve m η C v o al hlc t p o ko u s p n os ič Úči n g i e k u l r ene

10

15 %

terčíky NIF V = 3 × 107

10 %

Tr = 225 eV

V = 4 × 107 Tr = 300 eV

1 0,1

1,0 laserová energie Ed [MJ]

10

Obr. 7 Graf, který stál americkou vládu přes 4 miliardy USD, jež se rozhodla vynaložit na stavbu obřího laserového systému NIF – National Ignition Facility v Lawrence Livermore National Laboratory (LLNL), právě dokončeného. Jde o závislost energetického zisku z terčíku v systému nepřímého ohřevu (indirect drive) na energii dodávané v 3. harmonické Nd laserů. Výsledky jsou parametrizovány radiační teplotou v dutince-hohlraumu, o které se předpokládá, že dosáhne (vyjádřeno v energetických jednotkách) 300 eV a které odpovídá i uvedená počáteční rychlost imploze. Neurčitost křivek zisku vyjádřená šedou plochou na straně energetického prahu mapuje závislost zisku na drsnosti povrchu kuličky s palivem, vlevo se předpokládá povrch zcela hladký, vpravo je drsnost velikosti 100 nm. Tyto křivky také vykazují prahový efekt daný tím, že vznik horké tečky o dostatečné teplotě 10 keV a rozměru s parametrem ρhsRhs = 0,3 g/cm2, z níž pak postupuje detonace, vyžaduje určitou minimální energii. Při vyšších energiích nezávisle na počáteční drsnosti povrchu pak společně přecházejí do závislosti dané vzorcem (29). Síť šikmých čárkovaných čar klesajících zleva doprava a parametrizovaných energií uvolněnou při mikrovýbuchu EDT je jen důsledkem definice zisku, viz (6). Stoupající šikmé čáry parametrizované účinností převodu laserové energie do kuličky s palivem v dutince neboli ηC jsou dány vzorcem (100) na str. 3969 v [12] a vycházejí z jednoduché energetické bilance terčíku korigované výsledky numerického modelování programem LASNEX. Je zřejmé, že podle tohoto grafu konstruovaného na základě rozsáhlého 3D modelování LASNEXem by mezní energie NIF obnášející 1,8 MJ měla stačit na zážeh terčíku z centrální horké tečky. (Převzato z [12].)

tlak, který musí být překonán reaktivní silou ven proudícího plazmatu, přičemž potřebná práce jde na úkor energie dodávané lasery. Specifická energie (myslí se energie připadající na jednotku hmoty) degenerovaného elektronového plynu a jeho tlak10 je dána jako [14] pcf =

(3π 2 )2/3 ¯h2 2ρcf ( )5/3 = 5 me mD + mT

(19)

5/3

2 × 1012 ρcf g/cm s2 ,

Energetický zisk při zážehu z horké tečky Při zážehu z horké tečky není třeba zahřát celý objem paliva na zápalnou teplotu, čímž se ušetří energie. Je však třeba stlačit většinu hmoty paliva, původně D-T ledu, tak, aby se vytvořil studený obal ze silně stlačeného paliva obklopující horkou tečku. Toto stlačení vyžaduje nezbytně určitou energii, která se promítne do energetického zisku při tomto typu zážehu. Stlačované palivo má hustotu daleko přesahující běžné hustoty pevné fáze, a pokud zůstává relativně chladné, je hlavní příčinou jeho tlaku degenerovaný elektronový plyn. Elektrony poslouchající Fermiho-Diracovu statistiku se i při velmi nízké teplotě pohybují, a tím způsobují

‹ Čs. čas. fyz. 60 (2010) ›

cf =

5/3 3(3π 2 )2/3 ¯h2 2 2/3 ( ) ρcf = 10 me mD + mT 2/3

= 3 × 105 ρcf J/g ,

(20)

10 Vztah (19) představuje stavovou rovnici degenerovaného elektronového plynu. Elektronová hmotnost ve jmenovateli daná elektronovou Fermiho mezí objasňuje, proč tlak komprimovaného paliva je dán právě elektronovým plynem. Přiblížení ideálního degenerovaného elektronového plynu představuje jen mezní případ vysokého stupně komprese. Skutečná stavová rovnice by musela započíst i postupnou tlakovou disociaci a posléze i ionizaci molekul v D-T ledu v průběhu stlačování a výsledný tlak by ležel poněkud níže.

355

356

‹ Referáty ›

» Energeticky

náročné stlačování paliva vedoucí ke vzniku horké tečky v jeho středu lze obejít tak, že horkou tečku vytvoříme uměle na povrchu stlačeného paliva rychlým přísunem energie na jeho povrch.

«

pcf =

2 ρcf cf . 3

(21)

Jelikož hmotnost stlačovaného paliva jsme odhadli na Mcf = 2,6 mg a stupeň stlačení chladného obalu je dán (2), je energie potřebná na jeho stlačení dle (20) přibližně rovná 4 × 106 J. Protože jak hmotu, tak energii uloženou v horké tečce můžeme zanedbat, porovnáme-li tuto hodnotu s termojaderným energetickým výtěžkem 2,8 × 1011, se kterým se už počítalo v kapitole o objemovém zážehu, dostaneme poměr energie získané ku vložené zhruba 105, což je číslo, které i po vynásobení součinem účinností η C ηh, opět podobně jako v téže kapitole, dává dostatečně velký energetický zisk G ~ 100–1 000. Rovnice (19) platí pro degenerovaný elektronový plyn na nulové teplotě, což je přibližně splněno, pokud proces stlačováni zůstává skutečně adiabatický, tj. pokud se palivo při stlačování dodatečně nepředehřívá, např. průchodem rázové vlny, která by předběhla proces stlačování, jak o tom byla už zmínka při popisu vzniku horké tečky, či průnikem horkých elektronů, které by při nevhodně zvolené vlnové délce osvětlujících laserů mohly být generovány v koróně, kde dochází k absorpci laserové energie. Pokud dojde z nějakého důvodu k předehřátí stlačovaného paliva, tj. zvětší se jeho entropie, dává obecný termodynamický vztah pro změnu tlaku

∂p  T ∂p  = ≥0 ∂S ρ Cv ∂T ρ

(22)

neboli systém se přestěhuje na vyšší adiabatu, tlak se zvýší, stlačení se stává obtížnějším a potřebná energie vzroste. Tato skutečnost je také příčinou toho, že vlastní horká tečka, která se při kompresi nutně předehřeje průchodem rázové vlny, zůstane méně stlačena než hlavní část okolního paliva. V rovnici (20) by tedy vlastně měla být uvedena nerovnost místo rovnosti. Při obecném vyčíslení energetického zisku ve tvaru G = fb εDT Mcf /[(αcf cf Mcf )/(ηa ηh ηC )] = (23) ηa ηh ηC −2/3 1, 1 × 106 ρcf fb αcf

se hmotnost paliva Mcf vykrátí a možný přírůstek entropie, a tedy zvýšení potřebné energie ke stlačení je reprezentováno koeficientem αcf ≥ 1. Mimoto kromě již známých účinností ηh a η C (kapitola o objemovém zážehu a též závěr této kapitoly) jsme zavedli ještě koeficient účinnosti ηa, který vyjadřuje stupeň zpětné přeměny kinetické energie implodujícího terčíku na vnitřní energii komprimovaného paliva. Pokud není imploze dostatečně sféricky symetrická, nevznikne po kompresi kulička komprimovaného paliva s horkou tečkou ve středu, ale nepravidelný a nehomogenní útvar, který může být místy jen nedostatečně stlačen. Abychom přesto dostali podmínky zážehu, museli bychom vložit větší energii z laseru, což právě vyjadřuje tento koeficient, u nějž lze odhadnout, že ηa ~ 0,5. Je jasné, že tyto všechny koeficienty účinnosti plus opravu na neadiabatičnost lze na této úrovni odhadnout jen velmi zhruba a to je důvod, proč k přesnému výpočtu zisku se řeší zdlouhavá 3D hydrodynamická úloha spolu se současným výpočtem termonukleární energetické bilance. Jedině tak lze uvedené koeficienty zpřesnit. Se zvětšující se energií driverů se tyto koeficienty též poněkud mění, avšak kupodivu naštěstí v příznivém směru. Zde lze udat jejich typické hodnoty pro obor energie driverů do 10 MJ. Pro přímý ohřev na 3. harmonické lasery s Nd sklem je

η h ∼ 0,1 a η C ∼ 0,8, pro nepřímý ohřev jsou poměry poněkud jiné – η h ∼ 0,2 a η C ∼ 0,1. Přímý ohřev je tedy obecně účinnější, pokud by se implozi skutečně podařilo dostatečně symetrizovat. Vyšší hodnota ηh při nepřímém ohřevu souvisí s mnohem lepší absorpcí měkkého rentgenového záření na povrchu kuličky s palivem v dutince než při přímém ozáření lasery (pro rentgenové záření neexistuje jev kritické plochy – viz konec bodu o přímém ohřevu v závěru úvodní kapitoly – a tudíž ani jeho odrazu v plazmatu obklopujícím terčík, proto proniká do mnohem hustších částí terčíku), čehož důsledkem je podstatně vyšší reaktivní (ablační) tlak plazmatu proudícího z povrchu kuličky (typická hodnota ablačního tlaku při přímém ohřevu může být 100 Mb, u nepřímého ohřevu je zpravidla několikrát vyšší). Naopak nízká hodnota η C je dána tím, že kulička s palivem je jen menší součástí celé sestavy s vnější dutinkou-hohlraumem transformující laserové záření do rentgenového. Např. u prvých experimentů na NIF se očekává, že z energie 1,8 MJ dodané lasery se do kuličky s palivem uloží v dutince jen 20 kJ.

Rychlý zážeh (Fast Ignition) Energeticky náročné stlačování paliva vedoucí ke vzniku horké tečky v jeho středu, ze které se pak zážeh šíří do celého stlačeného paliva, lze obejít tak, že horkou tečku vytvoříme uměle na povrchu stlačeného paliva rychlým (ve srovnání s procesem stlačování) přísunem energie na jeho povrch. Jelikož stlačování probíhá v nanosekundovém měřítku, lze si představit, že tento téměř okamžitý přísun energie v momentě maximálního stlačení se muže dít pikosekundovým či kratším laserovým impulzem. V tom spočívá idea rychlého zážehu neboli fast ignition, [16]. Výhodou tohoto způsobu je, že se nemusíme starat o správný režim stlačení tak, aby vznikla optimální horká tečka ve středu, ale že palivo stačí pouze dostatečně stlačit. Potom přirozeně odpadá izobarická podmínka (25) a dle (23) je energetický zisk prostě úměrný G ∼ ρcf−2/3, palivo nemusí být tak silně stlačeno jako v případě hoření ze středu a vystačíme s menším driverem. Menší stlačení znamená při dané energii driveru větší zisk, protože energie potřebná ke 2/3 stlačení je dána součinem cf Mcf ∼ ρcf Mcf viz [20], neboli menší hustota jednoduše znamená v tomto případě větší hmotu paliva, které díky zvnějšku generované horké tečce může vyhořet. Odmyslíme-li si však obtížný technický problém synchronizace pikosekudového a nanosekundových svazků, není ani velmi komplikovaný fyzikální proces interakce pikosekundového laserového impulzu s komprimovaným palivem zdaleka úplně objasněn. Stačí si uvědomit, že energie v rychlém impulzu musí proniknout clonou plazmatické koróny obklopující po celou dobu stlačené palivo, kde světlo má tendenci se odrážet. K otevření cesty pro zážehový impulz by sice bylo možné použít ještě třetí intenzivní laserový svazek o délce několika desítek ps aplikovaný před vlastním zážehovým impulzem, který by tlakem záření plazma koróny roztlačil (hole boring), ale s takovou variantou ani systémy plánované pro rychlý zážeh zatím nepočítají. Z toho důvodu v současné verzi ve snaze zabránit odstínění zážehového pikosekundového svazku plazmatem obklopujícím komprimované palivo se do kuličky s palivem nasazuje dutý kuželík o vrcholovém úhlu 30 nebo 45° obvykle vyrobený z tenké zlaté fólie, do jehož špičky je zážehový impulz směrován. Je třeba si dále

č. 6

Zážeh pomocnou rázovou vlnou (Shock Ignition) V poslední době se objevil další návrh na systém řízeného zážehu pomocí tvarování impulzů komprimujících terčík. Počáteční nanosekundová část impulzu by zajišťovala adiabatické stlačení terčíku, ale krátce před okamžikem stagnace by na ni navázal velice razantní energetický impulz o délce desítek až stovek pikosekund a hustotě výkonu 1016 W/cm2 [18]. Tento následný pikosekundový impulz vyvolává další rázovou vlnu šířící se komprimovaným palivem směrem do středu, která by měla být načasována tak, aby se tam pokud možno setkala s primární rázovou vlnou, která by rovněž právě dorazila do středu centrální horké tečky. Interakce obou rázových vln uvnitř komprimovaného terčíku vyvolá prudký nárůst teploty v horké tečce a tedy zážeh. Zážeh pomocnou rázovou vlnou tedy znamená částečné oživení mezitím opuštěného režimu explozivního stlačování co nejkratším impulzem (explosive pusher), aplikovaného ovšem až na komprimovaný terčík, čímž odpadají problémy s neadiabatičností komprese a zároveň je možné zvýšit podíl stlačovaného chladného paliva v terčíku, protože sekundární rázová vlna je generována nezávisle na předchozí kompresní fázi. Další výhodou tohoto způsobu zážehu je, že by se při něm dalo vystačit s nanosekundovými lasery, protože požadovaná hustota výkonu v koncové části impulzu je v je-

ρ = 150 g/cc EL = 92 kJ Iλ2 = 4 × 1019

100

100 energetický zisk G

uvědomit, že stlačené palivo není možné zahřát přímo laserovým impulzem, a proto je jeho energii třeba přeměnit na energii svazku elektronů nebo iontů. Problémem využití iontů je nedostatečná účinnost transformace energie laseru do jejich urychlení. Problémem rychlých elektronů je transport svazku do stlačeného paliva, proto je zapotřebí elektrony urychlovat co nejblíže k němu, což je v současné době řešeno vložením zlatého kuželíku. Mechanismus přenosu energie tedy zahrnuje urychlení elektronů či iontů z jeho špičky, tj. přeměnu světelné energie pikosekundového impulzu na energii miniaturního energetického elektronového (při vhodné konfiguraci dokonce i protonového) svazku, který pak je schopen proniknout do stlačeného paliva a vytvořit tak příslušnou horkou tečku, odkud by se pak šířilo vlastní termonukleární hoření. Stabilita a divergence tohoto elektronového svazku, který musí projít zbývající částí koróny, než dosáhne povrchu komprimovaného paliva, může proto nepříznivě ovlivnit mechanismus rychlého zážehu. V současných japonských experimentech popsaných v [17] se proto špička kuželíku umísťuje asi jen 15 μm od předpokládaného středu stlačeného paliva. Je ale poněkud těžké představit si opakované výstřely s terčíky vystřelovanými do komory, kde kromě přesné polohy terčíku by se v okamžiku zásahu laserovými svazky současně zachovávala jeho orientace umožňující zážehovému impulzu proniknout ke špičce stínicího kuželíku. Princip byl nicméně již experimentálně vyzkoušen, [17], ovšem v měřítku, kde k opravdovému zážehu zatím nemohlo dojít. Do mechanismu rychlého zážehu jsou v současnosti vkládány největší naděje, co se týče systému vhodného pro funkční elektrárnu. Požadovaná komprese a symetrie paliva po stlačení mohou být podstatně menší než při samozápalu paliva z centrální horké tečky, což by umožnilo snížit požadovanou energii driverů asi 10×, viz obr. 8. Na tomto principu je proto založen laserový projekt EU HiPER.

rychlý zážeh

-M

‹ Čs. čas. fyz. 60 (2010) ›

zážeh při přímém ohřevu: α = 1, G = 135 při Ed = 1,2 MJ 10 α=2 MJ 00 ED T

JE

přímý ohřev

DT

α=4

terčíky NIF 10 M

JE

DT

10 150 g/cc 200 kJ 2,5 × 1019

1 0,1

v = 3 × 107

nepřímý ohřev

150 g/cc 330 kJ 7 1,8 × 1019 v = 4 × 10

1,0 laserová energie Ed [MJ]

10

Obr. 8 Graf analogický předchozímu se zanesenými křivkami pro přímý ohřev a pro rychlý zážeh. Neurčitost v případě přímého ohřevu je dána nikoliv nerovnostmi povrchu kuličky s palivem, ale stupněm nežádoucího předehřátí paliva při kompresi (buď rázovou vlnou, která předběhla vlastní kompresi, nebo horkýmí elektrony generovanými v plazmatické koróně) daného koeficientem αcf, viz text za vzorcem (23). Výhoda rychlého zážehu vyplývá z polohy příslušné křivky zisku daleko vlevo od křivek odpovídajících zážehu z centrální horké tečky. Na základě této skutečnosti je projektován i laserový systém HiPER. (Převzato z [17].)

jich možnostech. Protože však podobně jako v případě rychlého zážehu je komprimovaný terčík obklopen clonou plazmatické koróny, takže problémem zážehu rázovou vlnou je otázka možnosti účinné generace rázové vlny při interakci pikosekundového impulzu o intenzitě řádově 1016 W/cm2 s korónou laserového terče. Dosavadní interakční experimenty se tomuto režimu, kdy dochází k rozvoji parametrických nestabilit, zvláště pak stimulovaného Brillouinova a Ramanova rozptylu, vyhýbaly. Prvé experimenty v Laboratory for Laser Energetics (LLE), Rochester, USA, [19], i počítačové simulace, [20] (příspěvek našich fyziků), naznačují, že účinná generace rázové vlny by mohla být možná.

NÁROKY NA LASERY ČI SVAZKY V ilustrativním případě uvažovaném výše vyšel pro názornost poloměr horké tečky přesně poloviční než celkový poloměr stlačeného paliva. Ve skutečnosti měněním poloměru horké tečky lze najít jeho optimální hodnotu R*hs tak, abychom z terčíku při dané energii laseru dostali maximální možnou termonukleární energii. Uvažujρhs.j Její me tedy horkou tečku o poloměru Rhs a hustotě g 3 2 hmotnost je Mhs = (4π/3)Rhs ρhs = (4π/3)(0, 3)Rhs 3 obsažea při zahřátí na teplotuhskBT = 10 keV v ní bude hs ná energie Ehs = 32 kB T 4 Mhs /(5 × 1, 7 × 10−27 ) = 3 2 −27 2 , ) = cRhs 2 kB T 4 (4π/3)(0, 3)Rhs /(5 × 1, 7 × 10 2 protože víme, že kvůli doběhu α-částic musí být Rhsρhs = 0,3 g/cm2. Tlak v horké tečce bude roven pρhs = 4ρhs / (5×1, 7×10−27 ) kB T = 4(0, 3)/(5×1, 7×10−27 ) kB T / −1 ×Rhs . Abychom mohli postoupit dále, musíme učinit další nezávislý předpoklad o poměrech na rozhraní mezi horkou tečkou a vnějším obalem stlačeného paliva. V reálném případě je sice přechod mezi horkou tečkou a vnějším palivem i po stlačení spojitý, ale v našich úvahách jsme ho aproximovali ostrým rozhraním, na kterém pro hydrodynamické veličiny z důvodů platnosti zákonů zachování sice obecně platí jen rovnice Hugoniotovy adiabáty svazující phs s ρhs, [15].

357

358

‹ Referáty ›

» Příznivějšího

zisku lze tedy dosáhnout zvětšováním terčíku, které ovšem současně znamená zvyšování energie použitých driverů.

«

hs − cf +

(1/ρhs − 1/ρcf )(phs + pcf ) = 0 , (24) 2

ale na tomto rozhraní je účelné intuitivně předpokládat izobarickou rovnováhu ve tvaru (25)

phs = pcf ,

což je netriviální předpoklad zdůvodnitelný jen na základě porovnání s přesnými hydrodynamickými vý−1 , vyplývá z izobarického počty11. Protože phs ∼ Rhs předpokladu na základě stavové rovnice pro stlačené palivo (19) vztah mezi hustotou stlačeného obalu chladného paliva a poloměrem horké tečky jím obklopené −3 ρcf ∼ Rhs . Energie, která musí být vložena do stlačení paliva, je rovna celkové energii dodané do stlačené kuličky laserem ηaηhηCEd zmenšené o energii obsaženou 2 2 neboli Ecf = ηa ηh ηC Ed − cRhs , v horké tečce cRhs odkud určíme hmotnost Mcf stlačeného paliva vydělením specifickou energií cf, která dle (20) je úměrná 2/3 ρcf , což je (viz výše) na základě izobarického předpo−2/5 kladu úměrné Rhs . Neboli pro Mcf dostáváme 2/3

2 Mcf ∼ (ηa ηh ηC Ed − cRhs )/ρcf ∼ −2/5

2 )/Rhs (ηa ηh ηC Ed − cRhs

(26)

.

Maximální zisk se zajistí při dané energii laseru či svazku Ed maximální hmotností stlačeného paliva, což √ ∗ dává na základě (26) Rhs = (ηa ηh ηC Ed /6c). Pro větší ∗ by buď byla horká tečka či menší Rhs v porovnání s Rhs nepřiměřeně velká a Mcf by byla zbytečně malá, nebo bychom horkou tečku nepřiměřeně stlačili, což by znamenalo velký tlak v tečce a tedy i (izobarický předpoklad!) v okolním stlačeném palivu, tudíž i jeho větší hustotu, takže by daná energie laserů Ed stačila na kompresi opět jen menšího množství hmoty Mcf. Na základě této úvahy se podařilo spojit optimální ∗ s energií vloženou do terčípoloměr horké tečky Rhs ku lasery či svazky. Zaprvé je jasné, že energie vložená do optimalizované horké tečky je závislá jen na energii vložené driverem. Optimální hustota horké tečky ∗ ρ∗hs = 0, 3/Rhs ∼ (ηa ηh ηC Ed )−1/2 a hustota chladného obklopujícího paliva pak bude ∗ −3/5 ρ∗cf ∼ Rhs ∼ (ηa ηh ηC Ed )−3/10 ,

(27)

neboli s větším driverem stačí menší stlačení chladného paliva. Proto bude na základě (23) zisk G ∼ ρ∗cf −2/3 ∼ (ηa ηh ηC Ed )1/5, což, zadruhé, ukazuje na to, že zisk se s použitím energetičtějšího driveru zvolna zvětšuje. Navíc dosazením optimálního 11 Naproti tomu v případě izochorického ohřevu při rychlém zážehu komprimovaného chladného paliva platí vzhledem k izochoričnosti přibližně ρhs ∼ ρcf a podle (24) je



phs − pcf = −2 pcf +

ρhs ρcf (hs − cf ) , ρhs − ρcf

což pro hs = (Ths  0, ρhs ) a cf = (Tcf ∼ 0, ρcf ) znamená, že rozdíl tlaků směřuje v tomto případě dokonce k nekonečnu a izobarický předpoklad tudíž splněn být nemůže. To je fyzikálně celkem pochopitelný výsledek, který je důsledkem předpokladu, že energie byla do horké tečky při rychlém zážehu dodána v nekonečně krátkém čase. Ve skutečnosti trvá celý děj přece jen konečnou dobu, během níž stačí horká tečka poněkud expandovat, a tudíž ρhs < ρcf , čímž potíž s divergencí odpadá. V případě středové horké tečky teprve intuitivní spojení izobarické podmínky s optimalizací její velikosti popsanou v textu dává dosti nepřehledným výsledkům hydrodynamických výpočtů názornou fyzikální interpretaci.

∗ poloměru horké tečky Rhs do (26) zjistíme, že celková hmotnost paliva v optimalizovaném případě též s energií driveru roste Mcf ~ (ηaηhηCEd)6/5. Energetický zisk lze též zvýšit zvětšením tzv. aspektu terčíku (poměr poloměru kuličky s palivem k tloušťce vnější slupky, na jejímž povrchu probíhá ablace), [13], což ovšem vede k těžko splnitelným požadavkům na zvýšení symetrie a stability imploze vzhledem k Rayleighově-Taylorově nestabilitě zmíněné v odstavci o přímém ohřevu v úvodu. Podobně nelze dost dobře snižovat intenzitu osvětlení kuličky a zvyšovat tak hydrodynamickou účinnost komprese ηh, protože vyšší rychlost ablace (způsobující pohyb rozhraní mezi oblastmi vyšší a nižší hustoty na povrchu kuličky) rovněž podstatným způsobem pomáhá stabilizovat Rayleighovu-Taylorovu nestabilitu, [11].

Výhodnost většího terčíku Zůstaneme i nadále u případu zážehu z centrální horké tečky. V dosavadních úvahách jsme pro chladné palivo stále předpokládali, že stupeň vyhoření f b = 0,3. Z toho nám vyšel požadavek na velikost energie dodané driverem Ed. Takovou energii nebude však schopen dodat ani právě dokončený systém NIF. V experimentech na NIF se bude nutno spokojit s poněkud menším stupněm vyhoření daným menší hodnotou ρR. Pro malá ρR  6g/cm2 závislost f b na ρR lze dle (18) považovat přibližně za lineární. Protože celková hmotnost paliva 3 neboli R ∼ (M /ρ )1/3, dostaneme je úměrná ρcf Rcf cf cf cf 2/3

1/3

−1/5

fb ∼ ρcf Rcf ∼ ρcf Mcf ∼ (ηa ηh ηC Ed ) 2/5

(ηa ηh ηC Ed )

= (ηa ηh ηC Ed )

1/5

(28)

,

kde byly použity vztahy pro optimální hustotu a celkovou hmotnost chladného stlačeného paliva (27, 26), které též byly odvozeny nezávisle na hodnotě ρcf Rcf. Odtud pak dostaneme dosazením do (23), že −2/3

G = 1, 1 × 106 ρcf

fb

ηa ηh ηC 2/5 ∼ (ηa ηh ηC Ed ) . (29) αcf

Příznivějšího zisku lze tedy dosáhnout zvětšováním terčíku, které ovšem současně znamená zvyšování energie použitých driverů. To je vlastní důvod, proč současné systémy NIF a LMJ jsou tak obrovské, a to se ještě u nich počítá s relativně nízkým ziskem kolem 10. Pokud se nepodaří obejít tuto skutečnost např. využitím principu rychlého zážehu, musely by drivery v systému vhodném pro elektrárny se ziskem 100 být schopny dodávat v opakovacím režimu 5–10 MJ a stupeň vyhoření paliva bude skutečně 30 %, nikoliv jen 3–4 %, jak se předpokládá pro NIF. Navíc bude obtížné vzhledem ke složité geometrii nepřímého ohřevu kombinovat systémy rychlého zážehu a nepřímého ohřevu. Přesto NIF dává naději, že během doby bude na něm mikrovýbuch demonstrován. Před badateli stojí nelehký úkol vyladit přibližně 150 (z podstatných 14 na laserovém systému a 3 na terčíku) ovladatelných parametrů systému tak, aby se úspěch nakonec přece jen dostavil.

ZÁVĚR Výzkum inerciální termonukleární fúze se momentálně nachází na křižovatce dané spuštěním amerického laserového systému NIF v Lawrence Livermore National Laboratory. Nejbližší léta ukážou, zda výše

č. 6 popsané předpoklady byly správné a jestli se termonukleární mikrovýbuch podaří toto cestou uskutečnit. Systém nepřímého ohřevu má tu výhodu, že je nezávisle ověřitelný experimentálně. Kuličku s palivem lze totiž umístit do blízkosti explodující atomové bomby v takové vzdálenosti, aby hustota generovaného rentgenového záření pokud možno přesně odpovídala poměrům v dutince-hohlraumu. To se před zákazem pokusných podzemních nukleárních výbuchů opravdu stalo na celkem 3 místech: v samotném Livermoru (program Halite), v Los Alamos (Centurion) a v Arzamasu 16. K zapálení reakce v těchto pokusech skutečně došlo, zejména v Arzamasu (ale částečně i v Los Alamos) však došli k závěru, že úspěšné zapálení vyžaduje poněkud vyšší hustotu záření, než je schopen v dutince vyrobit systém NIF. Odhad zněl asi na 2× vyšší energii použitých laserů, než má NIF momentálně k dispozici. Jako příčina se uvádějí (Arzamas 16) zbytkové nehomogenity samotné kuličky, která je obvykle svařena ze 2 polokoulí, a též nutnost nasazení přívodní trubičky o mikronovém průměru pro naplnění plynnou směsí D-T před jejím vymrazením. Výsledky přicházející z Livermoru budou tedy poněkud napínavé. Optimismus vědců z NIFu je založen především na numerických simulacích a na možnostech optimalizace laserového pulzu a terče. Optimalizace ozáření terče na NIF byla provedena pomocí nekryogenního plynem plněného terče [22]. V současné době probíhají experimenty s kryogenními terči s ledem ze směsi H-D-T tak, aby led měl stejnou hustotu jako D-T led, ale aby nemohlo dojít k zapálení fúze. Experimenty slouží k optimalizaci terče pro implozi. Experimenty s terči s D-T ledem, vhodnými k zapálení fúze, by měly začít na podzim 2011. I když by se tam experimenty nezdařily, bude ještě naděje po spuštění francouzského systému Laser Megajoule, který umožňuje rozšířit počet laserových svazků a poněkud tak zvětšit energii. V případě neúspěchu půjdou projekty jako HiPER a LIFE zcela jistě k ledu. V případě úspěchu lze však očekávat jejich rychlý rozvoj, který bude podpořen šťastnou okolností představovanou příchodem generace opakovacích laserů na bázi nanokeramiky YAG dotované ytterbiem čerpaných laserovými polovodičovými diodami. Nedávná demonstrace kontinuálního laseru s keramickými disky o výkonu 100 kW (technologická verze v leteckých závodech Northrop Grumman) jasně ukazuje, že laserové drivery přestávají být pro opakovací provoz hlavním problémem. To je v situaci, kdy technologie urychlovačů těžkých iontů není zatím ještě zdaleka zralá k jejich bezprostřednímu využití jako driverů, opravdu dobrá zpráva. Tím se hlavní problém v tomto okamžiku přesunul, jak se zdá, z otázky driverů vhodných pro budoucí elektrárnu ke způsobu opakovaného vystřelování terčíků do laserových ohnisek ve vakuové komoře, které musí docilovat přesnosti kolem 20 μm, co se týče koincidence vzájemných poloh. Pokud by k tomu měla přistoupit ještě nutnost správné orientace terčíku, např. při využití stínicího kuželíku nebo nepřímého ohřevu, vrátil by se tento zdánlivě jednoduchý technický problém znovu zpět na hranice současných možností. Poděkování Prof. J. Limpouch (KKF FJFI ČVUT) text přečetl a opravil, zároveň navrhl řadu doplňků, které přispěly k jeho celkové srozumitelnosti.

‹ Čs. čas. fyz. 60 (2010) ›

Literatura [1] A. A. Harms, K. F. Schoepf, G. H. Miley, D. R. Kingdon: Principles of Laser Fusion. World Scientific, Singapore, New Jersey, London, Hong Kong 2000. [2] D. Hirsch & W. G. Mathews: „The H-bomb: Who really gave away the secret?“, Bulletin of the Atomic Scientist, vol. 46, no. 1 (1990); též na internetu; ruský překlad: UFN 161, 153–169 (1991). [3] G. Gorelik: „The top-secret life of Lev Landau“, Sci. Am., 52–57 (August 1997). [4] V. Ginzburg: „The continued manace of communism in Russia“, Physics World, 17–19 (April 1997). [5] Ju. B. Chariton, Ju. B. Smirnov: Mify i real’nost’ sovětskovo atomnovo projekta. RFJaC-VNIIEF Arazamas 16, 1994, anglická verze je dostupná na internetu. [6] Ju. B. Chariton, V. B. Adamskij, Ju. B. Smirnov: „O sozdanii sovětskoj vodorodnoj bomby“ ve sborníku Ju. B. Chariton: Epizody iz prošlovo, RFJaC-VNIIEF, Sarov 1999, s. 132–139. [7] Avtorskij kollektiv, rukovoditěl’ akad. E. I. Něgin: Sovětskij atomnyj projekt. Izdatěl’stvo Nižnij Novgorod, Nižnij Novgorod – Arzamas 16, 1995, s. 199–200. [8] J. H. Nuckolls, I. Wood, A. Thiessen, G. B. Zimmerman: „Laser compression of matter to super-high densities: thermonuclear (CTR) applications“, Nature 239, 129 (1972). [9] N. G. Basov, O. N. Krochin: „The conditions of plasma heating by the optical generator radiation“, Proc. 3rd Conf. on Quantum Electronics, Paris, 11–15 February 1963; též: ŽETF 46, 171 (1963). [10] D. M. Ritson: „A weapon for the twenty-first century“, Nature 328, 487–490 (1987). [11] M. D. Rosen: „The physics issues that determine inertial confinement fusion target gain and driver requirements: A tutoriál“, Phys. Plasmas 6, 1690–1699 (1999). [12] J. Lindl: „Development of the indirect-drive approach to inertial confinement fusion and the target physics basis for ignition and gain“, Phys. Plasma 2, 3933–4024 (1995). [13] S. Atzeni, J. Meyer-ter-Vehn: The physics of Inertial Vision. Clarendon Press, Oxford 2004. [14] L. D. Landau, E. M. Lifšic: Teoretičeskaja fizika, Tom V, Statističeskaja fizika. Izdatel’stvo Nauka, Moskva 1964, s. 387. [15] L. D. Landau, E. M. Lifšic: Lehrbuch der theoretischen Physik, Band VI, Hydrodynamik. Akademie Verlag, Berlin 1966, s. 375. [16] M. Tabak, J. Hammer, M. E. Glinsky, W. L. Kruer, S. C. Wilks, J. Woodworth, E. M. Campbell, M. D. Perry: „Ignition and high-gain with ultrapowerful lasers“, Phys. Plasmas 1, 1626–1634 (1994). [17] S. Nakai, K. Mima: „Laser driven inertial fusion energy: present and prospective“, Rep. Prog. Phys. 67, 321–349 (2004). [18] L. J. Perkins, R. Betti, K. N. LaFortune, and W. H. Williams: „Shock ignition: A new approach to high gain inertial confinement fusion on the National Ignition Facility“, Phys. Rev. Lett. 103, 045004 (2009). [19] W. Theobald a kol.: „Initial experiments on the shock-ignition inertial confinement fusion koncept“, Phys. Plasmas 15, 056306 (2008). [20] O. Klimo, S. Weber, V. T. Tikhonchuk, J. Limpouch: „Particle-in-cell simulations of laser-plasma interaction for the shock ignition scenario“, Plasma Phys. Control. Fusion 52, 055013 (2010). [21] T. I. Gorbačeva a kol.: Naučnyj rukovoditěl’, Izd. Krasnyj Okťabr’, Sarov-Saransk 2004, s. 65. [22] S. H. Glenzer a kol.: „Symmetric inertial confinement fusion implosions at ultra-high laser energie“, Science 327, 1228–1231 (2010).

» Hlavní

359

problém se v tomto okamžiku přesunul z otázky driverů vhodných pro budoucí elektrárnu ke způsobu opakovaného vystřelování terčíků do laserových ohnisek ve vakuové komoře.

«