Экспериментальные исследования кулоновского торможения ионов в холодном и ионизованном веществе тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.01 ВАК РФ

ГОСУДАРСТВЕННЫЙ НАУЧНЫЙ ЦЕНТР РФ

ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ

им. А.И. АЛИХАНОВА

Голубев Александр Александрович

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ КУЛОНОВСКОГО ТОРМОЖЕНИЯ ИОНОВ В ХОЛОДНОМ И ИОНИЗОВАННОМ ВЕЩЕСТВЕ

Специальность 01.04.01 - Приборы и методы экспериментальной физики

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

На правах рукописи

АВТОРЕФЕРАТ

Москва 2005 г.

УДК 537.534.7

Работа выполнена в ГНЦ РФ "Институт теоретической и экспериментальной Физики".

Официальные оппоненты: - д.ф. - м.н., профессор, академик РАН

Смирнов Валентин Пантелеймонович

ИЯС РНЦ "Курчатовский институт", г.Москва

д.ф. - м.н., профессор, член-корреспондент РАН Ширков Григорий Дмитриевич ОИЯИ, г.Дубна

д.ф. - м.н., профессор,

Смолянкин Владимир Тимофеевич ГНЦ РФ ИТЭФ, г.Москва

Ведущая организация - Московский инженерно физический институт

(государственный университет)

Защита состоится " 07 " февраля 2006 г. в 11 час. 00 мин. на заседании диссертационного совета Д.201.002.01 в конферепц - зале ГНЦ РФ ИТЭФ по адресу: Москва, ул. Б. Черёмушкинская 25.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ГНЦ РФ ИТЭФ

Автореферат разослан 27 декабря 2005 г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук

~ В. В. Васильев

Общая характеристика работы

Работа посвящена экспериментальному исследованию процесса торможения пучков тяжелых ионов в холодном и ионизованном веществе в широком диапазоне масс и энергий ионов от 1 до 1000 МэВ/а.е.м.

Актуальность темы диссертации. Последние достижения в увеличении энергии, мощности и яркости лазеров, пучков заряженных частиц, генераторов Z-пинчей открывают возможность создавать материю с экстремальной плотностью энергии в лабораторных исследованиях. Коллективные взаимодействия в этом веществе, взаимодействие с пучками частиц и радиационными полями являются активно развивающейся областью физики высокой плотности энергии в веществе (в дальнейшем ФВПЭ). ФВПЭ охватывает большую область физики, включая физику плазмы, физику конденсированного состояния и материаловедения, атомную и молекулярную физику, магнитогидродинамику и астрофизику. С планируемой модернизацией существующих установок и завершением создания первых демонстрационных установок по инерциальному термоядерному синтезу (ИТС) таких как NIF (США) и MGJ (Франция) [1] в первое десятилетие XXI века, диапазон достигаемых параметров по плотности энергии в веществе будет существенно расширен.

На рис. 1 показана диаграмма состояния вещества в координатах температуры и плотности, иллюстрирующая области параметров, которые соответствуют различным физическим процессам и условиям. Различаются две большие области, отмеченные кругами - область высокотемпературной плазмы (Т более ~ 100 эВ) и область сравнительно малых температур (~ 1 эВ) при высоких значениях плотности в окрестностях нормальной плотности твердого тела.

Density(д/ cm3)

Рис. 1. Диаграмма состояния вещества в координатах температура-плотность.

Существенно, что вторая область параметров вещества труднодостижима с помощью иных методов, кроме экспериментов с химическими взрывчатыми веществами (ВВ) и самих ядерных взрывов. Однако именно эти параметры реализуется в экспериментах с интенсивными пучками тяжелых ионов на современных мощных ускорителях. Интенсивные пучки тяжелых ионов высокой энергии являются уникальным инструментом для создания материи с ВПЭ и исследования экстремального состояния вещества в воспроизводимых экспериментальных условиях. В отличие от мощных лазеров, при взаимодействии ионных пучков с веществом отсутствует понятие критической плотности. Пучки тяжелых ионов (ТИ) выделяют всю свою энергию в объеме вещества вдоль пробега, в процессе торможения. Поэтому эффективность поглощения энергии близка к 100%.

При использовании пучков тяжелых ионов возможно генерировать однородное распределение термодинамических параметров нагреваемого вещества вдоль большей части физического пробега. Типичные объемы нагреваемого вещества составляют несколько мм3 при энергиях ионов ~ 100 МэВ/а.е.м. и при довольно больших длительностях импульса облучения(10 — 100 не), обеспечивая весьма удобные условия для проведения надежных экспериментов. С другой стороны, поглощение энергии ионного пучка характеризуется возрастанием удельных потерь энергии ионами в самом конце их торможения (эффект Брэгга), что можно использовать для повышения концентрации поглощенной энергии.

Способность ТИ нагревать вещество характеризуется удельной вложенной энергией Е, (Дж/г):

_ (dE/pdx)

E'~Ni пЩ ' (1)

где р — плотность вещества, Ni — число частиц в пучке, Яо — радиус пятна фокусировки пучка на мишени, dE/pdx — удельные тормозные потери ионов в веществе мишени. Таким образом, для получения больших значений Е3 необходимо увеличивать интенсивность пучка Ni и стремиться к уменьшению площади пятна фокусировки. Что касается удельных потерь энергии иона, то они определяют физический пробег иона в веществе L Еа (а ~ 1.5) и, как будет показано в дальнейшем, существенно зависят от заряда иона.

На сегодпяпший день в мире проводится большое количество экспериментальных работ по энергетическим потерям тяжелых ионов в веществе, которые отражают растущую активность в исследованиях по взаимодействию интенсивных пучков тяжелых ионов с веществом в различных лабораториях мира. Существенным также является то, что в мире появились две тяжелоионные ускорительные установки - SIS-18 (GSI, Дармштадт) и ТВН-ИТЭФ, на которых разворачиваются крупные экспериментальные программы по широкому кругу фундаментальных и прикладных задач. Так пучки ионов от ускорителя SIS-18 способны обеспечивать уровень удельного эперговложения более 1 кДж/г.

Одновременно, увеличение интенсивности пучка ионов, расширение спектра ускоряемых масс ионов на установке ТВН-ИТЭФ, а также возможность использования протонных пучков для диагностики плотного вещества, придают особую важность развитию отечественной экспериментальной базы.

Несмотря на то, что для создания первых демонстрационных установок по ИТС в качестве драйвера был выбраны мощный лазер, интерес к ИТС на пучках тяжелых ионов в мире не ослабевает. Это связано с тем, что по своей потенциальной эффективности, долговечности и частотным характеристикам тяжелоионный ускоритель имеет наилучшие перспективы для использования его в качестве драйвера будущих термоядерных энергетических установок [2].

По существующим па сегодня представлениям, базирующимся на расчетных и экспериментальных данных по тяжелоионным ускорителям, реализуемым параметрам ионного пучка и работе термоядерных мишеней, необходимая для зажигания мишени энергия ионного пучка заметно превышает 1 МДж, а для надежной работы установки в режиме термоядерной станции может составлять порядка 10 МДж. Создание таких ускорителей является дорогостоящей зада-

чей, кроме того, в настоящее время нет единого мнения относительно оптимальной конструкции драйвера для ИТС на пучках тяжелых ионах.

Задача усложняется также отсутствием экспериментальной информации о процессах взаимодействия мощных тяжелоионных пучков с веществом на уровне воздействия, приводящего к интенсивным газодинамическим и тепловым процессам в мишенях. Это обстоятельство снижает надежность расчетного прогнозирования процессов в мишенях ИТС и, следовательно, может привести к существенным ошибкам в определении оптимальной конструкции и параметров полномасштабной установки.

Кроме того, анализ предстоящих расчетных исследований тяжелоионных термоядерных мишеней и экспериментов по ФВПЭ энергии в веществе, создаваемой интенсивным пучком тяжелых ионов на ускорительно-накопительном комплексе ТВН-ИТЭФ и БК-ЮО в ГСИ, показывает, что для получения надежных расчетных результатов необходимо получение экспериментальной информации как по полной области энерговыделения при торможении ионов, так и по профилю энерговыделения с1Е/с1х вдоль всего пути торможения с учетом всех процессов, сопровождающих прохождение ионного пучка через мишень. Прямая экспериментальная информация о торможении тяжелых ионов в толстых мишенях для интересующего нас диапазона энергий ионов 50— 1000 МэВ/а.е.м. практически отсутствует. Анализ опубликованных данных о длинах торможения средних и тяжелых ионов в твердых веществах, представленных в различных справочниках, показывает, что расхождение данных составляет до 20 %. Весьма неопределенными являются расчетные данные о форме зависимости в области Брэгг-пика с учетом энергетического и пространственного страгглинга пучка ионов.

Цель работы. Разработка экспериментальных методов и их применении при исследовании процесса взаимодействия пучков тяжелых ионов с холодным и ионизованном веществом. В частности, разработанные методы были направлены на решение следующих задач:

прецизионное измерение полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов в диапазоне энергий 100—1000 МэВ/а.е.м. при взаимодействии с холодным твердым веществом нормальной плотности и исследование влияния пористости вещества на полный' пробег и профиль энерговыделения пучка тяжелых ионов;

исследование кулоновского торможения протонов и тяжелых ионов в диапазоне энергий 3—11 МэВ/а.е.м. в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов П/е ^ Ю19 см-3.

Общая методика исследований. Для проведения измерений полного пробега и профиля энерговыделения пучков ионов при взаимодействии с холодным твердым веществом разработана методика "толстой мишени". Погрешность измерения полного пробега пучка ионов в веществе в разработанной методике не превышает 3%. При проведении измерений энергетических потерь ионов в ионизованном веществе были разработаны плазменные мишени — разряд в газе, разряд в капилляре, взрывной генератор — позволяющие проводить исследования в широком диапазоне электронных плотностей от 1017 см-3 до 1021 см-3. Импульсный характер работы плазменных мишеней определяет необходимость измерения энергетического и зарядового распределения ионных пучков, контроль и диагностику параметров плазменной мишени с временным разрешением. Разработана методика измерения линейной плотности плазменной мишени по измерению энергетических потерь протонов. Измерение энергетических потерь пучков тяжёлых ионов при взаимодействии с плазменными мишенями проведено с помощью времяпро-летной методики. Зарядовое распределение тяжёлых ионов измерено с помощью магнитного анализатора. Регистрация зарядового распределения пучка ионов с временным разрешением осуществлялось с помощью быстрого сцинтиллятора и фотоэлектронного регистратора (стрик-камеры). Для исследования взаимодействия ионных пучков с плотной неидеальной плазмой разработана и создана уникальная установка с использованием компактного взрывного генератора.

Научная новизна работы

1. Создана методика "толстой мишени"для измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучка заряженных частиц в холодном веществе с точностью не хуже 3 %.

^Проведена апробация разработанной методики на пучках протонов и ионов в широком диапазоне энергий.

I 2. На основе созданной методики проведены измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов II, Аи, № с энергией в диапазоне 100 — 1000 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из А1, Си и Ре.

3. Впервые проведены экспериментальные исследования влияния пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов £7 с энергией 100—300 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из пористого углерода плотностью 1,7; 1,1 и 0,2г/см3.

4. Разработана, на основе оптической схемы интерферометра Майкельсона, диагностическая система для измерения давления в плазме с временным разрешением порядка 50 не. Разработанная схема измерения продемонстрирована при определении давления в плазменной мишени на основе сильноточного капиллярного разряда с испаряющейся стенкой (КРИС) с пространственным (вдоль длины капилляра) разрешением.

5. Разработана оригинальная методика определения плотности свободных электронов в плотной плазме, основанная на совместном использовании экспериментальных данных по торможению протонов в плазме и термодинамических расчетов состава ионизованного вещества. Продемонстрированы возможности разработанной методики на примере плазмы

• КРИС с плотностью свободных электронов в диапазоне 2 • 1019 < п/е < 5 • 1019 см-3.

6. Проведено систематическое измерение энергетических потерь пучков протонов и тяжелых ионов С, Кг, РЬ, Л с энергией в диапазоне 3 — 11 МэВ/а.е.м. в плазменной мишени на основе КРИС, с плотностью свободных электронов в диапазоне 1019 см-3 — 5 • 1019 см-3. Впервые определены значения среднего эффективного заряда пучка ионов в процессе торможения в плазменной мишени, на основе сравнения полученных экспериментальных данных с энергетическими потерями протонов той же скорости.

7. Получены экспериментальные данные по зарядовому распределению пучков ионов С, Кг, РЬ, 1/ с начальной энергией ионного пучка 3 — 11 МэВ/а.е.м. на выходе из плазменной мишени с электронной плотностью 1019 см-3 — 5 • 1019 см-3 с временным разрешением. Проведено сравнение полученных значений среднего выходного заряда со средним эффективным зарядом пучка ионов.

8. На основе новых экспериментальных данных по энергетическим потерям и зарядовому распределению пучков ионов 238£/28+ и 238^76+ (с энергией Ео = 11,5 МэВ/а.е.м.) на выходе из плазменной мишени установлено влияние начального значения заряда иона на величину тормозных потерь. Измеренные экспериментальные значения среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе д = 63 ± 0,5 для ионов С/76+ и ? = 64,5 ± 0,5 для ионов и2&+ в свою очередь указывают на влияние тормозных потерь ионов на величину среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе из мишени.

9. Разработана уникальная экспериментальная установка по проведению исследований взаимодействия ионных пучков с плотной неидеальной плазмой взрывного генератора с массой взрывчатого вещества (ВВ) до 200 г. Впервые проведены экспериментальные исследоваг ния по измерению энергетических потерь пучка протонов с энергией 3 МэВ в плазме с параметром неидеальности Г > 1.

10. Впервые на основе разработанной экспериментальной схемы проведено измерение общей энергии вторичных частиц (ренгеновское излучение, нейтроны, гамма-излучение, 6 - электроны, ядерные осколки), выносимой через боковую поверхность цилиндрической мишени при воздействии интенсивного пучка ионов урана 1/76+ с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м..

Результаты, выносимые на защиту

1. Новая методика "толстой мишени"по измерению полного пробега и профиля энерговыделения пучка заряженных частиц в холодном твердом веществе с точностью 1 — 3%.

2. Экспериментальные результаты измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов 238[/76+) Аи и N1 с энергией в диапазоне 100 — 1000 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из А1, Си и Ре.

3. Экспериментальные результаты по исследованию влияния пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов 238с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. в мишени, изготовленной из пористого графита с плотностью 1,7 г/см3, 1,1 г/см3 и 0,2 г/см3.

4. Новая методика измерения давления в плазме с высоким временным разрешением ~ 50 не на основе оптической схемы интерферометра Майкельсона. Разработанная схема измерения продемонстрирована на плазменной мишени с испаряющейся стенкой на основе сильноточного капиллярного разряда (КРИС) с пространственным (вдоль длины капилляра) разрешением.

5. Новая методика определения плотности свободных электронов в плотной плазме, основанная на измерении тормозных потерь протонов. Практическая реализация разработанной методики продемонстрирована на примере плазмы КРИС с величиной плотности свободных электронов 2 • 1019 см-3 < п/е < 5 • 1019 см-3.

6. Экспериментальные результаты измерения энергетических потерь протонов и тяжелых ионов С, Кг, РЬ, II с энергией 3—11 МэВ/а.е.м. в плазменной мишени КРИС с плотностью свободных электронов в диапазоне Ю19 — 5 • 1019 см~3. Зарегистрирован рост тормозной способности плазмы с плотностью свободных электронов в диапазоне (2 — 5) • 1019 см_а и температурой 3 — 4 эВ по сравнению с холодным веществом той же плотности.

7. Экспериментальные результаты по зарядовому распределению пучков ионов С, Кг, РЬ, II с начальной энергией ионного пучка 3 — 11 МэВ/а.е.м. на выходе из плазменной мишени с электронной плотностью « 1019 см~3 с временным разрешением. Полученные значения среднего выходного заряда пучка ионов сравниваются со значениями среднего эффективного заряда ионов.

8. Экспериментальные результаты по энергетическим потерям и зарядовому распределению пучков ионов (728+ и ип+ (с энергией Е0 = 11,5 МзВ/а.е.м.) на выходе из плазменной мишени, из анализа которых установлено влияние значения начального заряда иона на величину тормозных потерь. Измеренные экспериментальные значения среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе д = 63 ± 0,5 для ионов £/76+ и д = 64,5 ± 0,5 для ионов 1/28+ в свою очередь указывают на влияние тормозных потерь ионов на величину среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе из мишени.

9. Уникальная экспериментальная установка по проведению исследования взаимодействия ионных пучков с плотной неидеальной плазмой взрывного генератора.

10. Экспериментальные результаты по измерению общей энергии вторичных частиц (ренге-новское излучение, нейтроны, гамма-излучение, ¿-электроны, ядерные осколки), выносимых через боковую поверхность цилиндрической мишени при воздействии интенсивного пучка ионов урана U76+ с энергией 100 — ßOO МэВ/а.е.м..

Научная и практическая ценность работы

Разработанные в диссертации методики по исследованию взаимодействия ионого пучка с веществом и диагностике плотной плазмы существенно расширяют экспериментальную базу исследований по физике плазмы, и ФВПЭ в веществе.

Полученные экспериментальные данные о полном пробеге и профиле энерговыделения пучков тяжелых ионов в твердом холодном веществе будут использованы для численного моделирования экспериментов в области ФВПЭ в веществе при воздействии интенсивным пучком тяжелых ионов, в расчетах конвертера термоядерной мишени для ИТС на пучках тяжелых ионов. Кроме того, полученные экспериментальные результаты найдут применения в пучковой радиобиологии.

Экспериментальные данные по торможению пучков ионов в плазме с плотностью свободных электронов в диапазоне 1019 см-3 - 5 • 1019 см-3 могут послужить основой для доработки современных теоретических моделей описывающих процессы взаимодействия тяжёлоионных пучков с плазмой. Экспериментально продемонстрировано отличие эффективного заряда ионов в плазме от средней величины заряда ионов на выходе из мишени, обусловленое динамикой процессов изменения заряда при взаимодействии пучка ионов с плазмой. Разработанная установка с использованием плазменного взрывного генератора в пучково-плазменных экспериментах открывает новые возможности для проведения исследования процесса торможения ионов в плотной неидеальной плазме.

Личный вклад автора.

Материал, изложенный в диссертации, получен при непосредственном участии автора, как при формировании направления исследования, общей постановке задач, так и при проведении экспериментальных исследований, анализе, интерпретации и обобщении полученных результатов. -

Апробация результатов

Материалы, вошедшие в диссертацию, были апробированы в докладах на Российских и Международных конференциях и совещаниях: "Звенигородской конференции по Физике плазмы и управляемому термоядерному синтезу", 1997, 1998, 2001, 2003; "International Workshop on Physics of High Energy Density in Matter at Ilirschegg, Klein-Walsertal (Austria)", 1997 - 2003, 2005; "International Symposium on Heavy Ion Inertial Fusion"1997, 2000, 2002; "2003 EPS Conference on Controlled Fusion and Plasma Physics"St.Petersburg; Международной конференции "Уравнения состояния вещества", 1996, 2004; "Совещание по ускорителям заряженных частиц"Протвино 1998; "Международной конференции "Воздействие интенсивных потоков энергии на вещество" Терскол 1997, 1998, 2003, 2004; "International Conference On Physics of Strongly Coupled Plasma" Singapore 1996; "Inertial Fusion Sciences and Applications"Bordeaux, 99; Докладывались на ежегодной научно-координационной сессии АН РФ "Исследования неидеальной плазмы" Москва; содержатся в отчетах НИР ИТЭФ, трудах МИФИ и в сборниках работ GSI, Дармштадт (Германия).

Опубликованы в журналах: Теплофизика высоких температур, Physical Review Е., Fusion Engineering and Design, Nuclear Instruments and Methods-A Nuclear Instruments and Methods-A, Nuclear Instruments and Methods B, Contribution Plasma Physics, Review of Scientific Instruments, Nuclear Instruments and Methods-A, Краткие сообщения по физике, Laser and Particle Beams, Атомная энергия, Приборы и техника эксперимента.

Публикации автора. По теме диссертации опубликовано более 50 печатных работ (статьи, препринты, тезисы докладов) из них 27 работ - в реферируемых журналах.

Структура и содержание диссертации

Диссертация состоит из введения, семи глав и заключения, а также из списка использованной литературы, всего 285 страниц текста, созданного пакетом программ компьютерной системы типографского набора ЖЩХ., включая 115 рисунков и библиографию из 251 наименований.

. Краткое содержание работы

Во введении обосновывается актуальность, научная новизна и практическая значимость проблем, решаемых в диссертации, сформулированы цели и задачи исследований, указаны отличия используемых подходов от известных в литературе, представлены сведения о структуре и объеме диссертации.

Первая глава диссертации дает краткое введенеие в теорию торможения тяжёлых ионов в холодном и ионизованном веществе в рамках модели Бора, Бете и Блоха в приближении точечного иона. В главе приведены схемы расчёта Кулоновского логарифма в зависимости от энергии и сорта ионов. Рассмотрено понятие эффективного заряда ионов. Приводится обзор процессов ионизации и рекомбинации при торможении быстрых ионов для используемых в данной работе параметров плазменной мишени и энергетического диапазона налетающих ионов. Даётся обзор экспериментальных работ по данной тематике. Рассмотрены различные типы мишепей и методы диагностики их параметров, представлены методы измерения энергетических потерь и зарядовых распределений пучка ионов. Особое внимание уделено экспериментам с плазменными мишенями, отмечены особенности торможения тяжелых заряженных частиц в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов порядка 1017 — 1019 см-3:

увеличение тормозной способности плазмы по сравнению с холодным веществом, за счет взаимодействия со свободными электронами плазмы;

эффективный заряд налетающего иона в полностью ионизованном газе имеет более высокую величину, чем в холодном газе, что также приводит к увеличению энергетических потерь налетающих частиц.

Однако разделить вклад этих двух эффектов в тормозную способность плазмы на основе анализа полученных экспериментальных результатов весьма затруднительно. Поэтому одной из задач диссертационной работы являлось систематическое экспериментальное исследование взаимодействия пучков тяжелых ионов с плазмой, измерение энергетических потерь и зарядового распределения протонов и ионов различных атомных масс в диапазоне энергий 3—11 МэВ/а.е.м. в плазме с электронной плотностью выше 1019 см-3.

В конце главы, на основе обзора рассмотренных теоретических и экспериментальных работ по торможению ионов сформулирована цель исследований.

Вторая глава посвящена экспериментальному исследованию полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов в широком диапазоне масс и энергий 100—1000 МэВ/а.е.м. в твердом холодном веществе. В начале главы, на основе сделанного краткого обзора известных экспериментальных методов измерения удельного энерговыделения пучков ионов в холодном веществе, делается вывод о необходимости разработки нового метода измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов в твердотельных мишенях с требуемой точностью для моделирования термоядерной мишени и экспериментов по ФВПЭ при воздействии интенсивных ионных пучков.

Дается описание разработанного метода "толстой мишени", состоящего в прямом измерении выделенной энергии пучка ионов в тонком слое исследуемой мишени. В методе используется мишень переменной толщины (рис. 2), позволяющая с высокой точностью ~ 10 мкм менять толщину мишени вдоль всего пробега ионов. Сканируя мишень тонкой элементарной площадкой,

вдоль направления движения пучка ионов и измеряя на каждом шаге выделенную энергию 11Е в приемной площадке, проводится измерение энерговыделения пучка ионов д.Е/<1х вдоль всего пробега, до полной его остановки. В качестве детектора используется разработанный в данной работе калориметр проходного типа, имеющий тонкую приемную площадку, изготовленную из исследуемого вещества. Калориметр имеет абсолютную калибровку, что позволяет проводить абсолютное измерение выделенной энергии пучка ионов в исследуемом веществе с 10 — процентной точностью. Основные требования, предъявляемые к конструкции детектора:

Рис. 2. Схема метода "толстой мишени".

во-первых, приемная площадка толщиной <1х должна быть выполнена из материала образца, в котором производятся измерения; во-вторых, для обеспечения достаточной точности измерения формы кривой энерговыделения (особенно вблизи пика Брэгга) необходимо выбирать величину йх как можно меньше; в-третьих, необходимо выбирать величину <1х, достаточную для регистрации величины <1Е на всей длине пробега. Таким образом, выбор толщины приемной площадки определяется величиной пробега и интенсивностью пучка ионов. Как правило, толщина фольги составляет ~ 1/100 от полного пробега. Использование двух приемных площадок с одинаковой толщиной в одном детекторе позволяет проводить дифференциальные измерения.

При прохождении через приемную площадку пучок ионов оставляет в ней часть своей энергии, которая вызывает разогрев фольги. Приращение температуры фольги прямо пропорционально энергии, оставленной в ней ионами. Это приращение температуры регистрируется с помощью двух термоэлементов, которые преобразуют разность температур между фольгой и термостатом в электрический сигнал. Для абсолютной калибровки на приемную площадку, вне зоны облучения, приклеивается тонкопленочное сопротивление. В принципе, такой метод калибровки позволяет добиться точпости абсолютных измерений поглощенной энергии лучше 1 %. В зависимости от конструкции, в одном корпусе калориметра может быть размещено до четырех приемных площадок, расположенных друг за другом (на рисунке изображен вариант с одной приемной площадкой).

Ткким образом, разработанный метод "толстой мишени"позволяет:

проводить прямое измерение энерговыделения пучка ионов в твердом веществе а не восстанавливать эту функцию по измерениям, выполненных на тонких мишенях или пересчетом данных энергетических потерь протонов и альфа частиц;

исключить, при проведении измерений, краевые эффекты по сравнению с измерениями на тонких фольгах;

проводить измерение энерговыделения пучка ионов в твердом веществе с учетом всех вторичных процессов, сопровождающий процесс торможения пучка ионов в веществе (страглинга, ядерной фрагментации, генерации вторичных частиц и других).

Первоначально, метод "толстой мишени"был апробирован на пучках протонов с энергией 10 и 21 МэВ на перезарядном электростатическом ускорителе "Ван-де-Грааф"во ВНИИЭФ,

(г.Саров) и линейном протонном ускорителе "И-2"в ИТЭФ, (г.Москва). Мишень в этих экспериментах представляла собой дискретный набор алюминиевых фольг различной толщины, помещаемых перед калориметром. Результаты измерений показали достаточно хорошее соответствие с существующими данными в литературе.

В дальнейшем разработанная методика применялась в экспериментах на циклотроне У-400М в ЛЯР ОИЯИ, г.Дубна, на ускорительно-накопительном комплексе ТВН-ИТЭФ и тяжелоионном синхротроне SIS-18 в ГСИ, г.Дарштадт.

В главе представлены все экспериментальные результаты проведенных измерений на пучках тяжелых ионов. В частности, результаты, полученные в ГСИ, представлены в табл. 1 в сравнении с результатами расчета по программе TRIM [3].

На рис. 3 приведены результаты экспериментальных измерений пробега и профиля энерговыделения пучка ионов урана 238 U с энергией Е = 950 МэВ/а.е.м. в меди и нержавеющей стали на тяжелоионном синхротроне SIS-18. Представленные экспериментальные результаты сравниваются с результатами численного моделирования по программам ATIMA [?,4,5], TRIM и SHIELD [6] (рис.3). Все программы, применяемые в расчетах дают достаточно хорошее совпадение с экспериментальными данными для пучка ионов U с энергией до 500 МэВ/а.е.м„ Для пучка ионов с энергией 950 МэВ/а.е.м. различие становятся существенны и выходят за рамки ошибки эксперимента, что и демонстрирует представленный рис. 3.

Таким образом, с помощью разработанного метода "толстой мишени "проведено прецизионное измерение полного пробега пучков ионов в широком диапазоне масс и энергий (табл.1) Я, 22Ne8+, 40Аг12+, 5SNi+26, S6Fe+25, 197Ли+е5 и 238/У+72 (от 10 МэВ для протонов до 1000 МэВ/а.е.м. для ионов урана 238Î7). Полученные экспериментальные данные могут являться контрольными точками для проверки существующих программ по численному моделированию процесса торможения ионных пучков в веществе.

Рис. 3. Сравнение экспериментальных данных с расчетом. Кривая, указанная как "SHIELD 1 "соответствует расчету dE/dx в сплошной цилиндрической медной мишени. Кривая "SHIELD 2"соответствует расчету с учетом всех деталей экспериментальной установки и схемы эксперимента

Таблица 1. Экспериментальные и расчетные данные пробегов пучков ионов 88Л^г+26, 197 Л и+65,238£/+72 в мишенях изготовленных из А1 и Си

Пробег, мм

Ион Мишень Е, МэВ/а.е.м. Эксперимент SHIM ДЯ, %

58 jVj+УВ А1(клин) 100 2,77 ±0,08 2,87 3,6

ьа А1(клин) 200 9,10 ±0,08 8,99 1,1

58 А1(клин) 300 17,95 ±0,08 17,99 0,2

ьв ^ j+uti А1(фольги) 100 2,95 ±0,08 2,87 зд

А1 (фольги) 200 9,60 ±0,08 8,99 6,8

5s jvj+^b Си (клин) 100 3,20 ±0,06 3,19 0,9

sa дг^+^щ Си (фольги) 200 3,45 ±0,06 3,19 8,8

58 tfi+'M Си (фольги) 300 4,05 ±0,08 4,09 1,2

А1 290 7,53 ±0,08 7,77 3,1

1у7ли+«5 А1 180 1,13 ±0,08 1,33 3,1

iu/^+bo Си(фольга) 180 1,41 ±0,07 1,33 6,0

А1 284 2,45 ±0,08 2,68 8,6

'Жц+7'2 А1(клин) 300 7,10 ± 0,08 7,33 3,3

Шц+72 А1(клин) 200 4,05 ±0,08 4,09 1,2

ШцШ А1 (фольга) 300 7,45 ±0,08 7,33 1,9

А] (фольги) 200 1,40±0,06 1,45 4,8

п Си (клин) 300 2,55 ±0,06 2,67 3,7

¿мц+тл Си (клин) 200 1,45 ±0,06 1,45 0,7

■¿Mjj+72 Си (фольги) 300 2,60 ±0,06 2,67 2,6

В данной главе также представлено экспериментальное исследование влияния пористости вещества на пробег и профиль энерговыделения пучка ионов, прежде всего, в области пика Брэгга. В исследованиях были использовалы два типа мишеней. Один тип представляет собой сборку из двух клиньев, выполненных из пористого графита различной плотности. Мишени второго типа представляли собой модель конструкции конвертора в одной из рассматриваемых схем мишени для ИТС на пучках тяжелых ионов [7], состоящую из тонкого твердотельного слоя, изготовленного из тяжелого материала, и пенного поглотителя (пористого графита). К тонкой твердотельной оболочке предъявляют два противоречивых требования — с одной стороны она должна быть массивной по сравнению с веществом поглотителя, сдерживая его расширение, с другой стороны должна пропускать сквозь себя пучок ионов без значительной потери его энергии. В работе использовались вставки из висмута и тантала. Толщина вставки выбиралась из условия, что при прохождении пучка ионов через вставку теряется примерно треть первоначальной энергии. В качестве низкоплотного материала был выбран графит с плотностью 1,7; 1,1 и 0,2 г/см3.

Эксперимент проводился на тяжелоионном синхротроне SIS-18. В процессе измерений пары клиньев с помощью манипулятора свободно перемещались друг относительно друга, меняя толщину мишени. Размеры клиньев обеспечивали плавное изменение полной толщины в диапазоне 10 — 30 мм. Точность перемещения мишени с помощью манипулятора составляла величину ~ 10 мкм. Схема и конструкция мишенного узла была той же, что при измерении с твердотельными мишенями. Давление остаточного газа в камере составляло величину Р = 1 Тор. В эксперименте были использованы калориметры с приемной площадкой из материала мишени -углерода с плотностью /7 = 1,8 г/см3. Эксперимент был выполнен для пучка ионов 238J/72+ с энергией 100 - 300 А/эВ/а.е.м..

На графике рис.4 приведены результаты измерений профиля энерговыделения в мишени

Рис. 4. Профиль энерговыделения пучка ионов 238 £7 с энергий 287 МэВ/а.е.м. в углероде с объемной плотностью р = 1,1 г/см3 с вставкой из Bi и без нее.

с вставкой из Bi и без вставки. Форма dE/dx в районе пика Брэгга практически не изменилась, величина пробега при исключении слоя Bi увеличилась в соответствии с увеличением энергии ионов, падающих на слой графита. При снижении плотности графитовых клиньев до р = 0,2 г/см3 ширина зоны Брэгг пика увеличивается, а максимальное значение dE/dx, соответственно, снижается. Это указывает на появление значительного энергетического разброса ионов урана, проходящих до области Брэгг-пика, в мишени с большой степенью пористости вещества. Для углеродных клиньев с плотностью р — 1,1 и 0,2 г/см3 на спаде Брэгг пика наблюдается область энерговыделения, простирающаяся на значительную глубину. Форма и размер этой области практически не зависят от наличия слоя тяжелого материала перед графитовым клином. Размер этой области сравним с величиной пробега в области Брэгг пика. Кроме измерения параметров торможения ионов 238{/ с энергий 287 МэВ/а.е.м. в сборке из Bi вставки и графита были проведены аналогичные измерения для мишени, состоящей из графита с плотностью р — 0,2 г/см3, перед которым размещался слой Та толщиной 1,08 мм (массовая толщина 1,79 г/см2). Энергия ионов урана после прохождения слоя тантала составляла 146 МэВ/а.е.м., т.е. примерно 1/2 от начальной энергии.

Положение максимума Брэп^пика по результатам измерений согласуется с расчетным. Однако экспериментальная ширина пика значительно больше расчетной, получаемой по программе TRIM в предположении однородного распределения плотности графита по объему мишени.

Таким образом измерения dE/dx и полного пробега ионов в мишенях разной плотности показывают, что при уменьшении плотности мишени до. 10 раз от нормальной наблюдается тенденция к увеличению длины пробега в единицах г/см2, что согласуется с результатами ранее проведенных сравнительных экспериментов по измерению dE/dx на фольгах и сплошной мишени; при этом ширина пика Брэгга возрастает при увеличении пористости вещества мишени. Кроме того, измерения профиля энергопоглощения в сложной мишени, состоящей из вставки из тяжелого элемента (Bi или Та), необходимой в мишенях для ИТС на пучках тяжелых ионов, показали, что вставка существенно не изменяет форму кривой dE/dx в конверторе.

В заключении главы приводится обсуждение полученных экспериментальных результатов.

В третьей главе рассматривается экспериментальное исследование взаимодействия протонов с частично ионизованной плазмой.

В общем случае, кулоновская тормозная способность ионизованного вещества для налетаю-

щего точечного иона может быть представлена как сумма тормозных способностей связанных электронов (be), свободных электронов (fe) и ионов плазмы(Б):

dE _ /dE\ ,fdE\ f dE\

dx ~\dx ) \dx ) fe+\dx ) {)

В нерелятивистском случае, пренебрегая малым вкладом в тормозную способность ионов плазмы в силу их большой массы, тормозные потери для налетающего иона можно записать кале

где No — число Авогадро, Zt и At — соответственно атомный номер и масса атомов мишени, р — плотность мишени, z* — средний уровень ионизации ионов мишени, ve — скорость свободных электронов мишени, v и Zejj-aсорость и эффективный заряд налетающего иона, соответственно. Функция Чандрасекхара G(v/ve) [8] описывает изменение кулоновских потерь налетающего иона вследствие усреднения скорости иона по отношению к тепловым скоростям свободных электронов мишени, имеющих распределение Максвелла. Значение функции G(v/ve) приближается к единице для случая «>!)t- справедливого для данной работы — и стремится к нулю как (v/ve)3 для случая v ve. Кулоновские логарифмы Ьье и Lje для связанных и свободных электронов, соответственно, возникают в результате интегрирования Резерфордовского сечения по области изменения прицельного параметра или, что эквивалентно, по области переданного импульса.

При рассмотрении протонов, для которых в широком диапазоне энергии Е > 100 кэВ эффективный заряд Zejf — 1 как для холодного газа, так и для ионизованного вещества [9,10]. Поэтому, измеряя энергетические потери протонов в плазме проводим прямое измерение ку-лоновского логарифма для свободных электронов Lfe. Энергетические потери dE в холодном водороде прямо пропорциональны произведению Кулоновского логарифма на линейную плотность газовой мишени,

—dE — constant • Lbecnbcc dx, (4)

тогда как потери в частично-ионизованной плазме

—dE = constant • (ЬьерПъер dx + L¡¿п/е dx), (5)

где «¿ее, Пьер и п/е — плотности связанных электронов в холодном газе, связанных и свободных электронов частично-ионизованной плазмы, соответственно.

Эксперимент проводился на перезарядном электростатическом ускорителе УКП- 2 в институте Ядерной Физики, (АлмагАта, Казахстан) [11] на пучке протонов с энергией 1 МэВ. Во время эксперимента стабильность ускоряющего напряжения поддерживалась на уровне ±100 В.

Плазменная мишень была интенгрирована в вакуумную систему ионопровода ускорителя с использованием дифференциальной вакуумной откачки, обеспечивающей работу плазменной мишени с частотой 1 Гц. Плазма создавалась при электрическом разряде в двух коллинеарных кварцевых трубках с внутренним диаметром 6 мм и длиной 78 мм каждая. Батарея из конденсаторов емкостью 3 мкФ разряжалась при напряжениях 2 — 4 кВ, максимальный ток разряда составлял 3 кА в каждом разрядном канале, при этом обеспечивалось противоположное направление тока в каналах.

Данная конструкция плазменной мишени позволила снизить эффект фокусировки, присутствующий в газоразрядных плазменных мишенях [12,13], из-за магнитного поля тока разряда: фокусирующий эффект в первом разрядном канале компенсировался дефокусировкой во втором канале. Равенство в токах и коаксиальность в разрядных каналах обеспечивались включением в разрядную цепь двух кабельных трансформаторов, катушки которых намотаны

навстречу друг другу. При таком включении отсутствие индуктивного сопротивления катушек обеспечивается равенством токов в каждом разрядном канале, что и подтвердилось экспериментально: различие в величине токов не превышало 5 %. Начальное давление газа водорода варьировалось в пределах 200 — 900 Па, что позволило получить плотность электронов в плазме ~ 1017 см"3.

Для определения линейной плотности свободных электронов и средней степени ионизации в плазме использовался метод двухволновой (Не-Ке с Да = 0,63 мкм и Не-Сс1 с Аг = 0,44 мкм) интерферометрии с использованием двух лазеров по оптической схеме Маха - Цандера с временным разрешением. Изображение регистрировалось фото-электронным регистратором ФЭР-7 на фотопленку. Как показали интерферограммы, линейная плотность электронов однородна по радиусу (интерференционные полосы эквидистантны).

Измерение энергетических потерь протонов в плазме проводилось с помощью анализирующего магнита с углом поворота 45° и радиусом 1,5 м, и электростатического дефлектора с регулируемой разностью потенциалов на пластинах. Регистрация осуществлялась с помощью сцинтиллятора и ФЭУ-85. Энергетическое разрешение системы регистрации составляло 5Е/Е » 0.02 % для протонов с Е = 1 МэВ.

Проведены измерения энергетических потерь протонов с Е = 1 МэВ в газообразной водородной мишени в двух различных состояниях: в состоянии холодного нейтрального газа и в частично-ионизованном состоянии плазмы. Общая линейная плотность мишени незначительна, так, что протоны с энергией 1 МэВ теряют не более чем 0,4 % своей начальной энергии, и взаимодействие пучка с мишенью можно рассматривать в монохроматическом приближении.

При сравнении энергетических потерь протонов с начальной энергией 1 МэВ в холодном и ионизованном состоянии мишени, и учитывая, что кулоновский логарифм Ьье для связанных электронов хорошо известен (как теоретически, так и экспериментально), была определена величина кулоновского логарифма для свободных электронов плазмы, которая составила Ь/с = 14,9 ±2,8.

Экспериментальный результат находится в согласии с теоретическими выводами А.И.Ларкина [14]:

, „ ч / чгЛ7 Г___—34 \

и

£/е = = 12.13 + 1п

1 Ьы-р

Е \ /1017[см-3]' [МэВ]) I п/.

12.48.

Таким образом в результате проведенных исследований показало, что в пределах экспериментальной ошибки не найдено противоречия между теорией и экспериментом в торможении быстрых точечных зарядов в низкоплотной плазме.

В четвертой главе на основе данных, имеющихся в литературе, проведен анализ современного состояния исследований в области диагностики плотной плазмы в контексте проблемы ИТС. Основное внимание уделено вопросам определения плотности свободных электронов в плазме, причем из большого количества работ, посвященных данной проблеме, рассматриваются только методы, позволяющие диагностировать плазму с плотностью выше 1018 см-3. Это ограничение связано с тем, что, по существующим оценкам, электронная плотность в мишенях ИТС будет изменяться в широком диапазоне от 1018до1025 см-3. Для всех рассматриваемых в диссертации методов приведены оценки факторов, ограничивающих их возможности в определении электронной плотности. Показано, что существующие методы диагностики пока не позволяют исследовать протяженную плазму, имеющую линейные размеры больше 1 мм, с электронной плотностью выше 1021 см-3. Плотность электронов пвыше Ю20 см-3 на сегодняшний день удалось зарегистрировать только методами, основанными на измерении спектров многозарядных ионов. Однако в каждом конкретном случае получаемые в результате анализа спектров излучения плазмы данные о величине п/е существенно зависят от используемой теоретической модели. Продемонстрировано, что создание новых методик определения электронной

плотности плазмы выше 1019 см-3 является чрезвычайно актуальной задачей для исследований в области ИТС на пучках тяжелых ионов.

Приведено описание новой методики, позволяющей определять плотность свободных электронов на основе экспериментальных измерений потерь энергии протонов в плазме. Получено выражение для линейной плотности свободных электронов в плазме:

/

J о

!, 'V' (6)

где Еро — начальная энергия протонов, Epi — энергия протонов после прохождения плазмы, L

— полный кулоновский логарифм взаимодействия, который выражается формулой

L = Lfe + J2—tbkLbk, (7)

* "/е

в которой

= Ь^ (8)

Jk

— кулоновский логарифм для связанных электронов, J/t — hu> средняя энергия возбуждения атома или иона к, п* — плотность ионов к, Çbk ~ число связанных электронов иона к.

Выявлены физические условия, позволяющие учесть наличие в плазме, как свободных, так и связанных электронов. При нахождении величины L связанные электроны вносят два типа неопределенности: одна из них связана с ионизационным равновесием (значения тц), которое, в частности, зависит от температуры плазмы, а другая связана с определением величины J*. Представлены методы, позволяющие разрешить указанные неопределенности. Кроме того, отмечено, что в случая, если кулоновский логарифм для связанных электронов в 2-3 раза меньше кулоновского логарифма для свободных электронов, то значение этих неопределенностей уменьшается. Такая ситуация возникает при значительной степени ионизации плазмы, когда число свободных электронов превышает число связанных электронов. Тем не менее, этот метод диагностики требует знание одного из параметров плазмы - температуры или давления.

Сформулированы требования к параметрам плазменной мишени необходимой для практического апробирования разработанной методики. Интерес представляет исследование плазмы известного химического состава с плотностью свободных электронов выше 1019 см-3 и степенью ионизации выше единицы. При этом энергию протонного пучка (£ро) необходимо подбирать таким образом, чтобы тормозные потери протонов в плазме не превышали трети начального значения энергии.

Приведено описание исследуемой плазменной мишени на базе КРИС и физических схем, позволяющих провести измерения ее параметров.

Конструктивно мишень представляет собой капилляр с расположенными на его торцах разрядными электродами, изготовленными из графита. Для обеспечения прохождения пучка ионов через плазменную мишень в центре электродов сделаны отверстия диаметром 4 мм. Во время сильноточного разряда в капилляре пространство заполняется веществом, испаряющимся со стенок за счёт джоулева нагрева. Происходит диссоциация, а затем ионизация испаренного вещества, и в капилляре образуется плотная плазма с давлением в сотни атмосфер. В условиях КРИС температура, давление и химический состав плазмы зависят от подводимой к разряду мощности, геометрии и материала капилляра. Максимальная запасенная энергия составляла 150 Дж, ток разряда 10 — 15 кА, длительность первой полуволны разрядного импульса составляла 5,5 мкс В качестве материала стенки капилляра был выбран полиэтилен (СН2)п•

В главе представлены диагностические методы и результаты измерения температуры и давления плазмы с пространственным и временным разрешением.

Для проведения измерении давления в плазме с пространственным разрешением вдоль оси капилляра создана диагностическая система, в которой в качестве детектора измерения давления использовался акустический стержень [15], встроенный в одно из плеч оптической схемы интерферометра Майкельсона. Для измерения давления с пространственным разрешением вдоль оси капилляра, была разработана специальная конструкция капиллярной мишени. Распределение давления плазмы вдоль оси капилляра диаметром 2,0 мм приведено па рис. 5(а).

Темпгра|ура, К ш5813и - к« Ж 5 г5£» - 14МЕ4

IX 4 Ш[< - < 8/ЬЕ» . .41»Е4 - 4.31Э{4

шю - кьеч ■ ш- З.М№4 ш2 <КГ4 . 2 57У4

а ^ >'№< - мжзм

Ш < ЛЗЕ4 . 1.5Е4 ш '500 - 9375 т 1®75 - 3750 и 0 - 1975

3.80

I ■ I ' I ■ I ■ I ■ I ■ I 1 I ' I

а 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 Координата на оси, мм

1,52 2,28 3.04 Размер по диаметру, мм

Рис. 5. а) Распределение давления плазмы КРИС вдоль оси капилляра для различных моментов времени от поджига мишени, и б) распределение температуры плазмы КРИС по диаметру капиллярного канала, разрешённое по времени для капилляра диаметром 2,0 мм (пе = 4,6 ■ 1019 см"3).

В главе приводятся пирометрические измерения распределения температуры плазмы КРИС по радиусу капилляра. В качестве детектора излучения был использован скоростной фотоэлектронный регистратор (стрик-камера) фирмы НАМАМАТБи, с его помощью получали зависимость свечения плазмы на радиусе капиллярного канала с пространственным и временным разрешением (рис. 5(6)). Калибровка температуры плазмы проводилась с помощью эталонного источника непрерывного спектра.

На основе полученных зависимостей показано, что время существования однородной по объему и температуре плазмы соответствует временному диапазону 3,5 — 4,5 мкс от начала генерации плазмы.

В главе приведено описание методик и Экспериментальных установок, где проводились измерения. В первых экспериментах, проведенных на начальной части линейного (НЧУ) протонного ускорителя с пространственно однородной квадрупльной фокусировакой (ПОКФ) ИСТРА-36 в ИТЭФ, измерение энергии протонов проводилось с помощью дипольного магнита с радиусом 707 мм и углом поворота 48°. Пучок протонов регистрировался с помощью микроканального анализатора (МКА), состоящего из микроканальной пластины, за которой располагался люминофор, напыленный на волоконно - оптическую шайбу. Изображение протонного пучка, полученное на экране МКА, регистрировалось ПЗС - камерой.

В дальнейшем эксперимент проводился на перезарядном электростатическом ускорителе в университете Эрланген на пучках протонов с энергией 3 — 6 МэВ. Для улучшения временного разрешения при измерениях тормозных потерь протонов в плазме и повышения точности определения потерь энергии протонов в экспериментах на электростатическом ускорителе применялась время-пролетная методика с использованием стоп-детектора и временной структуры пучка протонов. Схема формирования пучка протонов обеспечивала временную структуру пучка с частотой следования импульсов 104,62 ± 0,01 МГц. В данном случае, проводилось определение

Таблица 2. Экспериментальные результаты по измерению потерь энергии протонов в плазме КРИС и соответствующие им рассчитанные средние значения плотности свободных электронов в плазме.

Диаметр с! = 1,5 мм с1 = 2 мм (1 =3 мм

Е, МэВ АЕ, кэВ пе/10™ см~а А£,кэВ Пе/101У СМ'а Л£,кэВ пе/1019 см~а

3 490 ± 75 6,4 ±1,1 373 ±8 4,9 ± 0,4 215 ± 10 3,1 ±0,3

4 - - 250 ±15 4,5 ± 0,5 190 ± 14 3,4 ±0,4

5 256 ± 21 5,5 ±0,5 209 ±21 4,6 ±0.5 158 ±21 3,5 ±0,6

6 206 ± 27 5,3 ±0,6 - - - -

Таблица 3. Параметры плазмы, определенные по потерям энергии протонов в мишени и по измерениям давления с использованием программы 8АНА-4 [17,18] для температуры плазмы Т = 3,3±0,3эв.

<1 = 1,5 мм <1 = 2 мм а = 3

Пе/101а,СМ-л 5,5 ±0,5 4,6 ± 0,5 3,4 ±0,4

Р, атм 570 ± 50 450 ± 50 320 ±50

Рехр> атм 550 ± 25 380 ± 30 240 ± 30

изменения временной задержки каждого протонного импульса на стоп-детекторе относительно начального положения в отсутствие мишени или ВЧ импульса (рис. 6(а)). В качестве стоп детектора был использовал стол-детектор на основе микросферической пластины [16], обеспечивающий усиление входного сигнала пучка протонов (до 105) и высокое временное разрешение (до Аг ~ 100 пс).

Временная задержка появления импульса на детекторе относительно начального положения в каждый момент времени однозначно определяет изменение энергии протонов. Регистрация импульсов проводилась с временным разрешением ~ 50 не.

Далее приводится описание методики обработки экспериментальных данных, обсуждение результатов экспериментов по торможению протонов в плазме КРИС. Погрешности измерений для схемы регистрации с магнитным анализатором и по времяпролетной методике составили 17% и 8%, соответственно. Представлена сводная таблица экспериментальных данных для различных значений диаметра капилляра и начальной энергии протонов (табл. 2). При сравнении потерь энергии протонов в плазменной мишени КРИС, с расчетами по программе ЗММ-98 для холодного вещества той же плотности, обнаружен рост тормозной способности плазмы в 1,2 — 1,5, раза в зависимости от начальной энергии протонов. Проведены численные расчеты средней величины плотности свободных электронов по экспериментально измеренным энергетическим потерям протонов в плазме КРИС для различных диаметров капилляра. Результаты расчетов представлены в табл. 3. Значения плотности свободных электронов, полученные по данным тормозных потерь протонов различных энергий, достаточно хорошо согласуются друг с другом в пределах погрешности эксперимента- Кроме того, найденные в результате итерационного процесса значения давления, соответствующие согласованию величины полного кулонов-ского логарифма с экспериментальными данными по потерям энергии протонов, согласуются с измерениями давления.

Рассмотрены условия и возможные ограничения применимости разработанной методики определения плотности свободных электронов. Продемонстрировано, что при повышении точности измерения потерь энергии протонов в плазме (что представляется реальным), можно уменьшить погрешность метода до 5%. Это становится возможным в случае, если изменение температуры в пределах погрешности измерений не приводит к существенному изменению полного кулоновского логарифма (не более 4 %).

Пятая глава посвящена экспериментальному исследованию энергетических потерь и зарядового распределения тяжелых ионов в плазменной мишени КРИС (эксперимент проводился в ГСИ на линейном ускорителе ЦВДЬАС). Дано описание диагностической системы по измерению энергетических потерь и определения зарядовых распределений тяжёлых ионов в плазме. Измерения потерь энергии ионов были проведены также как и потерь протонов в главе 4 (по время-пролетной методике, использующей радиочастотную микроструктуру ионного пучка ускорителя 1Ш1ЬАС на времяпролетной базе 2,34 м). Высокочастотный сигнал рабочей частоты ионного пучка 108,48 МГц с задающего генератора ускорителя использовался в качестве опорного сигнала (старт-сигнал), относительно которого и измерялась временная задержка прихода стоп-сигнала (рис. 6(а)). Результаты измерения потерь энергии ионов представлены на рис. 6(6).

■ Частота ускорителя

■ Сигнал стоп-детектора

Время, мке

Время, мке

Рис. 6. а) Осциллограммы высокочастотного сигнала рабочей частоты ускорителя и сигнала со стоп-детектора, б) Энергетические потери тяжёлых ионов и протонов в плазме капиллярной мишени диаметром 1,5 мм (плотность свободных электронов 5,5-1019 см-3) для энергии ионпого пучка 5,9 МэВ/а.е.м..

Измерение зарядовых распределений ионов за капиллярной мишенью проводилось с помощью дипольного магнита с максимальным полем В = 2,1 Т и радиусом полюса г = 125 мм. Зарядности ионного пучка, разрешённые анализатором, регистрировались быстрым пластиковым сцинтиллятором, установленным на выходном фланце магнитного анализатора. Регистрация изображения ионного пучка на сцинтилляторе осуществлялась с помощью фотоэлектронного регистратора (стрик-камерой НАМАМАТБи), снабженной ПЗС-камерой с компьютерным интерфейсом. Оптический контакт между сцинтиллятором и стрик-камерой осуществлен с использованием гибкого волоконно-оптического кабеля, позволившего увеличить чувствительность регистрирующей системы по сравнению с применением стандартного фотообъектива.

Кроме того, для сопоставления времени срабатывания плазменной мишени и момента регистрации зарядового распределения пучка ионов, оптическое излучение плазмы с помощью волоконно-оптического кабеля подавалось непосредственно на входную щель фото-электронного регистратора. Одновременно с этим, на экране осциллографа проводилась запись разрядного тока мишени и сигнала с Р-1-К диода, регистровавшего оптическое излучение плазменной мишени.

На рис. 7 представлено изображение с экрана фото-электронного регистратора и показала процедура обработки данных о величине среднего заряда пучка ионов. При обработке данного изображения учитывалась калибровка магнитного анализатора, при учете измеренных ранее энергетических потерь ионов в плазменной мишени.

Изображение с экрана Ъоторвгистратора

Свет плазмы

Сеет плазмы (сигнал с Р-ЬЫ диода) Потери энергии ионов Разрядный ток мишен

10 12 1 U-Hô ' 16

Время, мкс

Рис. 7. Изображение с экрана фоторегистратора для ионов Кг12+ энергии 11,52 МэВ/а.е.м. в капилляре диаметром 1,5 мм.

Приводятся экспериментальные результаты по; измерению энергетических потерь и зарядового распределения пучков ионов С, Кг, РЬ и U с начальными энергиями 3,6 МэВ/а.е.м., 4,77 МэВ/а.е.м., 5,9 МэВ/а.е.м., 11,5 МэВ/а.е.м. при взаимодействии с плазменной мишени с плотностью свободных электронное 5,5 • 1019 см~3, 4,6 • 1019 см-3 и 3,2 • 1019 см-3.

Максимумы энергетических потерь протонов и тяжелых ионов для различных первоначальных энергий пучков и различных диаметров капиллярной мишени (и соответствующих им различных электронных плотностей), соответствующие от 3,5 мкс до 4,5 мкс с момента под-жига капиллярного разряда, представлены в табл. 4 в сравнении с расчётами по программе SRIM2003 [19], выполненными для холодного вещества.

Измерены зарядовые распределения ионов в максимуме энергетических потерь в плазме. Значения среднего заряда ионов за плазменной мишенью для различных типов ионов, а также величина эффективного заряда ионов, определенная из отношения энергетических потерь ионов и протонов, представлены на рис. 8. Экспериментальные данные представлены в виде отношения измеренного среднего заряда иона q к его ядерному заряду Z в зависимости от приведенной скорости иона К = ((V/H))1,175)//?0'607 введённой Бетцем, в работе [20], где V — скорость ионов пучка и V^j = e2/h = 2,188 ■ 108 см/с.

Полуэмпирическая зависимость F(VV) выведена Бетцем в работе [20] на основании анализа экспериментальных данных для равновесного заряда ионов в газовых мишенях. Полученные в данной работе экспериментальные данные по среднему заряду ионов за плазменной мишенью практически совпадают с данными, полученными из полуэмпирической формулы F(T4), что можно объяснить перезарядкой ионов пучка на связанных электронах частично ионизованной плазмы капилляра мишени. Наблюдаемый эффект увеличения энергетических потерь ионов в плазме по сравнению с холодным веществом (табл. 4) обусловлен взаимодействием со свободными электронами плазмы, а не увеличением эффективного заряда ионов в плазме мишени. Заметное отличие двух экспериментальных точек (рис. 8а), соответствующих наиболее энергетичным ионам углерода, от полуэмпирической кривой Бетца может быть объяснено недостаточной толщиной плазменной мишени для выхода на равновесный заряд ионов углерода.

Таблица 4. Энергетические потери протонов и тяжелых ионов для различных первоначальных энергий пучков ионов и различных диаметров (соответствующих им различных электронных плотностей) капиллярной мишени; в скобках указаны величины энергетических потерь рассчитанные по программе ЗЫМ2003 [19] для холодного вещества

Тип иона Энергия, МэВ/а.е.м. Потери энергии иона, кэВ/а.е.м.

(1—1,5 мм (5,5 ■ 1019 см-3) (1=2,0 мм (4,6 • 1019 см"3) <1=3,0 мм (3,2-1019 см"3)

1Р+ 1Р+ 1Р+ 1Р+ 5,9 5.0 -4.0 3.0 206±27 (162) 256±21 (190) - (225) 490±75 (285) - (125) 209±21 (141) 250±15 (172) 373±8 (217) - (100) 158±21 (116) 190±14 (139) 215*10 (174)

1 2С2Т 12С2+ 12С2+ 11.5 5.9 4.7 3.6 412±123 (290) 611±55 (506) 793±35 (611) 1019±19 (764) 222±127 (220) 462±58 (382) 526±40 (461) 818±21 (571) -(178) 250±61 (309) 401±41 (371) 502±25 (458)

84 КГ^ 84КГ11+ 84*Г11+ 11,5 5,9 4,7 1290±110 (1095) 1700±39 (1416) 1800±25 (1507) 1140±116 (830) 1375±44 (1071) 1440±29 (1136) 580±122 (562) 680±51 (865) 775±35 (916)

208 РЪ2ТГ 208РЬ27+ 208РЬ27+ 11,5 5,9 4,7 1835±101 (1289) 2017±26 (1464) 2207±13 (1503) 1340±108 (1124) 1676±29 (1276) 1795±17 (1310) 848±116 (793) 947±37 (900) 1088±23 (924)

238^ 238 ^76+ 238^28+ 238 11,51 11,51 6,01 6,01 1680±93 (1427) 1750±93 (1427) 1870±25 (1565) 1900±25 (1565) 1260±95 (1241) 1400±95 (1241) 1700±27 (1362) 1790±27 (1362) 1035±106 (877) 1040±106 (877) 1090±36 (966) 1100±35 (966)

Один из эффектов, наблюдённых в данной работе, состоит в том, что ионы имевшие на

а) 1.0

0.9

0.8

0.7

0.6

0.5

0.4

0.3

Рис. 8. а) Отношение экспериментального среднего заряда иона д к его ядерному заряду Z в зависимости от приведенной скорости иона Уг = ((V/Уо)1'175)/и0,607 [20], где V - скорость ионов пучка иУ0 = е2/К = 2,188-108 см/с, б) Средний заряд ионов £ на выходе из плазменного объема и эффективный заряд ионов де//, вычисленный из отношения энергетических потерь ионов и протонов в мишени в зависимости от начальной энергии ионов.

входе в мишень больший заряд (квадраты на рис. 9), вышли из мишени с зарядом меньшим и с большими энергетическими потерями, чем ионы, имеющие на входе в мишень первоначально меньший заряд (кружки на рис. 9). Эксперименты были проведены для ионов урана с зарядами 28+ и 76+ при энергии ионов 11,5 МэВ/а.е.м., и 28+ и 65+ при энергии 5,9 МэВ/а.е.м.. Результаты измерений энергетических потерь и зарядового распределения пучка ионов Г/ представлены в (табл. 4) и на рис. 9. Зарядности ионов урана 76+ и 65+ были получены с помощью обдирки ионов урана 28+ на углеродной фольге, специально установленной перед плазменной

радттгтаргнтлл* тгттст дятттт^ттг ^ттрргмй ггпттпп ГТршНЫЙ эффект ОбъЯСНЯвТСЯ

мишенью, и близки 140 -

120-

г

с;

5 <

11.51 МеМи -иг" (С-64.659; \«-7.07) 'и'**(С=63Л54; W-a.ll

52 54 56 58 60 62 64 66 68 70 72 74 76 78 Заряд иона

Рис. 9. Зарядовые распределения 11.5 МэВ/а.е.м. пучка ионов Г/28+ и С/76+ в плазме капиллярной мишени диаметром 2.0 мм.

сильной зависимостью скорости тормозных потерь от заряда иона.

В этой главе проводится обсуждение полученных экспериментальных результатов на основе сравнения с численным моделированием торможения ионов, обсуждается область применения результатов.

1.0

0.8 | 06

ш

"О

§ 0.4

х

Ш

"а

0.2

0.0

О 2 4 6 8 10 12

Энергия, МэВ/а.е.м.

Рис. 10. Отношение энергетических потерь в холодном веществе к потерям в плазме в зависимости от энергии налетающего иона в сравнении с теоретическими расчётами и данными предыдущих экспериментов.

1-' г

я

Кг

--,-1-1-1---г

эксперимент О протоны А углерод О криптон О свинец

/, рь 13 УРан / ^ • теория • тЭ ------протоны

Вт, и • 5

— углерод

— криптон

— свиней

Проведено сравнение полученных экспериментальных результатов с данными предыдущих экспериментальных работ и теоретическими расчетами, выполненными для плазмы капиллярного разряда (рис. 10). На рис. 10 представлено отношение энергетических потерь в холодпом веществе к потерям в плазме в зависимости от энергии налетающего иона. Теоретическое отношение энергетических потерь в холодном веществе и плазме капилляра для различных ионов было рассчитано по формулам, предложенным М.М.Баско [21] в предположении, что средний равновесный заряд q в плазме совпадает с зарядом в холодном веществе. Из рассмотрения теоретических кривых видно, что влияние свободных электронов плазмы на величину энергетических потерь уменьшается с ростом энергии ионов, и рассчитанные по данной модели значения отношения энергетических потерь согласуются с результатами, полученными на эксперименте.

Предыдущие экспериментальные работы были выполнены на водородных плазменных мишенях с высокой степенью ионизации плазмы, где становится существенным увеличение заряда ионов в плазме. Поэтому и соответствующие значения, полученные из отношения энергетических потерь в холодном веществе к потерям в плазме, расположены ниже экспериментальных данных, полученных в данной работе.

В шестой главе приведены экспериментальные исследования торможения протонов с энергией 3 МэВ в плотной неидеальной плазме взрывпого генератора.

Создаваемые взрывом мишени весьма привлекательны для изучения процессов взаимодействия пучков ионов с плазмой. Это связано с тем, что создание плотных плазменных мишеней с электронной концентрацией пе > Ю20 см-3 наталкивается на значительные трудности при использовании традиционной техники, в то время как использование энергии взрыва позволяет решить эту проблему. Кроме того полученные с помощью взрывных систем плазменные сгустки отличаются высокой однородностью и достаточно хорошей изученностью параметров. Привлекательным при проведении пучковых экспериментов выглядит и отсутствие сильных электромагнитных полей, которые возникают при получении плазмы с помощью сильноточного разряда в газе или в капиллярном разряде с испаряющейся стенкой.

Большинство разработанных взрывных генераторов плазмы содержит более 1 кг взрывчатого вещества большой мощности, производя при работе сильно ионизованную плазму с температурой 1 — 10 эВ, давлением Р = 1 — 200 кбар и плотностью свободных электронов пе > (Ю19 — 1022) см~3, при этом параметр неидеальности Г = 1 — 5.

Для использования стандартных взрывных генераторов плазмы в комплексе с ускорителями ионов необходимо создавать сложные, больших размеров, взрывные камеры, способные при работе с зарядами большой мощности защищать оборудование ускорителей, при этом попутно решая проблему подвода ионного пучка к создаваемой плазменной мишени. В качестве первого шага на пути решения этой проблемы было предложено использование компактных металлических вакуумных взрывных камер, рассчитанных на взрыв небольших (^ 150 г ) зарядов.

Именно для этих целей и были разработаны и испытаны несколько модификаций взрывных генераторов плазмы, представленных в настоящей работе. В подобных устройствах плазма создается за фронтом мощной ударной волны, возникающей при детонации взрывчатых веществ.

На рис. 11 представлено схематическое изображение экспериментальной сборки компактного линейного взрывного генератора - взрывная ударная труба. В качестве взрывчатого веществе (ВВ) применялись таблетки ВВ A IX-I (флегматизированный гексоген) диаметром 20 мм и общей длиной до 100 мм. Плоский лайнер из нержавеющей стали толщиной 200 мкм, ускоряемый продуктами детонации до скорости 6,5 км/с, создает слой ударно сжатой плазмы [22,23]. Скорость распространения ударной волны по невозмущенному газу измерялась по свечению газа с помощью системы световодов с детекторами, расположенных на боковой поверхности ударной трубы, и скоростной камерой ВФУ-1(скоростной фоторегистратор). Измеренная скорость ударной волны составляла D — 6,9 км/с. Таким образом, был изготовлен взрывной генератор плазмы позволяющий получать однородную плазму с плотностью свободных электронов в диа-

пазоне (0,34-1.5) *1020 сш-3, с параметром неидеальности от 0,64-1.3, для начального давления газа ксенона в диапазоне (0,2 4-3) бар.

Экспериментальные измерения тормозных потерь протонов с энергией 3 МэВ в плазме взрывного генератора проводились на начальной части (НЧУ) протонного линейного ускорителя ИСТРА-36, описанного в гл. 4. Схема экспериментальной установки представлена на рис.12. Для согласования взрывного генератора плазмы с высоковакуумным объемом ионо-провода была использована вакуумная взрывная камера диаметром 0,88 м, изготовленная из стали толщиной 25 мм, откачиваемая на вакуум до Ю-4 торр и снабженная импульсными вакуумными затворами (рис.??). Импульсные вакуумные затворы открывались только на момент прохождения пучка протонов, что позволяло отсекать от высоковакуумного объема ускорителя продукты горения взрывного плазменного генератора. Полный цикл работы вакуумных затворов составляет и 6 мс (рис.12). Работа затворов контролировалась специально разработанным фотодатчиком, позволяющим получать информацию о рабочем цикле как в виде аналогового, так и цифрового, сигналов. После детонации давление во взрывной камере составляло 1 бар. Кроме того, для уменьшения нагрузки на вакуум ускорителя и измерительного тракта при проводке и юстировке взрывного генератора на пучок протонов, была установлена дифференциальная система вакуумной откачки, позволяющая поддерживать вакуум на выходе ускорителя и в измерительной секции установки на уровне 10~5 — Ю-4 торр. Пучок протонов проходил через отверстия в стенках камеры диаметром 3 мм . Для проведения измерений, была разработана система синхронизации работы взрывного генератора плазмы, ускорителя, быстрых вакуумных затворов и системы регистрации протонов. Важным аспектом работ было обеспечение защиты электрической системы инициирования мишени от наводок, возникающих в процессе работы ускорителя.

Для транспортировки пучка через плазму взрывного генератора были использованы две конструкции мишеней. В первой схеме пучок проходил через отверстия в стенке цилиндра, закрытые майларовой пленкой толщиной 5 мкм. Во втором случае тонкая майларовая пленка закрывала верхний торец стеклянной трубки, и взаимодействие протонного пучка с плазмой взрывного генератора происходило при расширении плазмы в вакуум.

В экспериментах были использованы две схемы измерений потерь энергии протонов при взаимодействии с плазмой. В первой схеме измерение энергии протонов проводилось с помощью дипольного магнита. Пучок протонов регистрировался с помощью микроканального анализатора (МКА). Изображение протонного пучка, полученное на экране МКА, регистрировалось ПЗС - камерой. Потери энергии протонов в плазме определялись по отклонению изображения пучка

20 тт

100 тт

Рис. 11. Схема линейного взрывного плазменного генератора. 1-положение инициирования; 2ВВ; 3-стеклянные трубки; 4 пластиковые кольца; 5-патрубки подвода газа; 6-стальная диафрагма, толщиной 0.2 мм; 7-стальное кольцо; 8-газ (ксенон, воздух); 9-пленочный Р\Т)Р датчик давления; 10-световоды с диафрагмами; 11-преграда для герметизации.

Рис. 12. Схема экспериментальной установки на начальной части линейного протонного ускорителя ИСТРА-36. 1 — поворотный магнит i? = 500, 2 — дифференциальная откачка, 3 — измеритель вакуума, 4 — быстрые вакуумные затворы, 5 — взрывная камера, б — взрывной генератор, 7 — анализирующий магнит R=707, 8 — МКА анализатор, 9 — ПЗС - камера, 10 — вакуумная откачка, 11 — стоп детектор

на экране МКА от начального положения (до формирования плазмы). При этом полученное изображение отражало энергетический разброс протонов в течение длительности протонного пучка 60 мкс. Во второй схеме измерения была использована время-пролетная методика.

В этой главе приведены также экспериментальные данные энегетических потерь протонов для различных значений начального давления газа в плазменном взрывном генераторе. Из представленных результатов видно, что с ростом плотности плазмы возникает отличие между экспериментальными данными и результатами теоретических расчетов проведенных по численному коду BEOS [21]. Поскольку степень ионизации плазмы не высока, то основной вклад в тормозные потери вносят связные электроны, вклад свободных электронов около 10%, что достаточно хорошо согласуется с экспериментом при низкой плотности плазмы. При высокой плотности плазмы параметр неидеальности близок к 0.5 и экспериментальные данные лежат ниже расчетных. Таким образом, проведенные первые экспериментальные исследования с плазмой взрывного генератора показали надежность предлагаемой экспериментальной схемы плазменной мишени.

В результате проведенного анализа был сделан вывод о том, что снижение тормозной способности ксенононовой плазмы, формируемой линейным взрывным генератором, по сравнению с идеальной плазмой, зарегистрированное в экспериментах на ускорителе НЧУ ИСТРА-36, может объясняться наличием эффекта неидеальности. Однако для подтверждения высказанных предположений требуется проведение дополнительных экспериментов по взаимодействию протонов и ионов в широком диапазоне масс и энергий с плазмой с различной степенью неидеальности. Поэтому эксперимент по исследованию энергетических потерь ионов в плотной неидеальной плазме взрывного генератора, был продолжен в GSI (Дармштадт, Германия).

Таким образом, в результате создания уникальной экспериментальной установки, объединяющей компактный взрывной плазменный генератор и ускоритель заряженных частиц был проведен эксперимент по измерению энергетических потерь протонов с энергией 3 МэВ в плотной неидеальной плазме. Зарегистрированное отличие тормозной способности неидеальной плазмы от идеальной в принципе может объясняться наличием- эффекта неидеальности. Однако для подтверждения высказанных предположений требуется проведение дополнительных экс-

периментов по взаимодействию ионов в широком диапазоне энергий с плотной неидеальной плазмой.

Седьмая глава посвящена экспериментальному исследованию предпрогрева вторичными частицами цилиндрической мишени, предназначенной для экспериментов по физике высокой плотности энергии в веществе.

Имплозия внутренних слоев цилиндрической мишени при кольцевом облучении интенсивным пучком тяжелых ионов в сильном магнитном поле является перспективным направлением для получения состояния вещества при мегайарном давлении. В таких экспериментах, может быть достигнуто давление в мишени в 10 раз превосходящее начальное давление, создаваемое при прямом облучении мишени интенсивным пучком тяжелых ионов. Получение в лабораторных условиях давлений в сотни Мбар открывает новые возможности для проведения исследований по физике высокой плотности энергии в веществе в изучении уравнения состояния вещества. Однако в проведенных расчетах не учитывался эффект возможного предпрогрева внутренних слоев цилиндрической мишени вторичными частицами (¿-электронами, рентгеном, гамма-квантами, нейтронами), возникающими при взаимодействии быстрых ионов с веществом, что может приводить к увеличению температуры внутренних слоев мишени и, как следствие, к уменьшению коэффициента сжатия.

В этой главе приведены экспериментальные измерения общей (интегральной) энергии вторичных частиц, выносимой из цилиндрической мишени через боковую поверхность при облучении мишени пучком ионов урана с энергией 100, 200 и 300 МэВ/а.е.м.. В качестве детектора использовался калориметр, аналогичный описанному в главе 2, но имеющий тонкую цилиндрическую приемную площадку. Эксперимент проводился в ГСИ, на тяжелоионном синхротроне SIS-18. В качестве мишени полного поглощения пучка ионов использовалась мишень в виде цилиндра диаметром 10 мм, длиной 20 мм, изготовленного из Al. Для измерения общей поглощенной энергии пучка ионов к мишени были прикреплены термоэлектрические модули, аналогичные использованным в калориметрах, описанных в главе 2. Контроль интенсивности пучка ионов осуществлялся с помощью калориметра со 100 мкм приемной площадкой, установленного непосредственно перед мишенью.

Рис. 13. Схема экспериментальной установки, внешний вид и устройство калориметра для измерения энергии вторичных частиц, уходящей через боковую поверхность мишени.

Схема проведения эксперимента представлена на рис.13. Пучок ионов фокусировался на пе-

редшою торцевую поверхность цилиндра в пятно в виде эллипса с размером полуосей 5и7 мм. Вокруг цилиндра, на расстоянии 6 мм от его боковой поверхности, была размещена приемная площадка калориметра вторичных частиц в виде тонкостенного цилиндра из латуни длиной 10 мм и толщиной ~ 100 мкм. Контроль попадания ионного пучка на передний торец центрального калориметра осуществлялся с помощью радиохромной пленки (МС55-1), размещенной на корпусе детектора перпендикулярно оси пучка.

При облучении мишени измерение поглощенной энергии проводилось посредством измерения приращения температуры приемных пластинок с помощью термоэлектрических модулей закрепленных на внешней боковой поверхности центральной мишени и цилиндрического калориметра. Оба калориметра имели абсолютную калибровку.

В Таблице 5 представлены полученные экспериментальные результаты, где Ех — энергия, зарегистрированная центральным калоримегром (соответствует полной энергии ионного импульса); Ег — энергия, зарегистрированная кольцевым калориметром (соответствует энергии вторичных частиц); К = Ег/Ех — доля энергии, излученная в боковое направление.

Таблица 5. Экспериментальные данные энергии пучка ионов и выхода вторичного излучения

E, МэВ/а.е.м. Еъ Дж E2, мДж K,%

300 0,6 7,0 1,3 ±0,1

200 4,6 55 1,2 ±0,1

100 1,8 25 1,1 ±0,2

В главе приводится обсуждение полученных экспериментальных результатов на основе рассмотрения основных процессов, приводящих к образованию вторичных частиц при взаимодействии быстрых ионов с веществом при энергии ионных пучков 50 — 300 МэВ/а.е.м. [24]. Делается вывод, что при взаимодействии пучка ионов с тяжелыми мишенями вторичное тормозное излучение будет преобладать над первичным. Причем, доля энергии, приходящаяся на этот вид излучения, может достигать уже нескольких процентов от полного энерговложения. Однако следует отметить, что основной вклад в указанную величину в данном случае вносят низкоэнер-гетичные фотоны, порожденные большим количеством 5—электронов с невысокими энергиями. Их пробег также невелик, и большая часть энергии возвращается в мишепь вблизи области взаимодействия, что подтверждается полученными экспериментальными результатами.

Таким образом, несмотря на то, что в проведенных измерениях нельзя выделить вклад в предпрогрев от каждого вида вторичного излучения в отдельности, полученные экспериментальные результаты по степени предпрогрева могут стать отправной точкой при численном моделирование процесса имплозии мишени с учетом эффекта преднагрева.

Кроме того, сделанные оценки по числу фотонов и доли энергии, приходящейся на все виды рентгеновского и j -излучения, показывают, что, благодаря высокой проникающий способности могут служить полезным инструментом диагностики.

Основные публикации автора по теме диссертации

1. E.Boggasch, J.Jacoby, A.Golubev et. al Z-Pinch Plasma Lens Focusing of a Heavy-Ion Beam. Physical Review Letters v.66, N 13, 1991, pp.1705-1708.

2. Брюнеткин Б.А, Голубев A.A., Март-Ольт К., Скобелев Н.Ю., Хоффманн Д., Шарков Б.Ю., и др. Диагностика СОг лазерной плазмы при энерговкладах характерных для условий нагрева плазмы на тяжелоионном ускорителе MAKCIIJIAK. Квантовая электроника 18, № 6, 1991, стр.710-712.

. 3. E.Boggasch, A.Golubev, I.Jacoby. A.Tauschwits, et al. Plasma Lenses for heavy-ion-beam focusing. Particle Accelerators 1992, vol.37-38. pp.89-95.

4. Belyaev G.E, Brunetkin B.A., Golubev A.A., Sharkov B.Yu Spectroscopic study of plasma produced with heavy ion MAXILAC beam. Laser and particle beams (1992), V.10, № 4, pp.737742.

5. М.И.Кулиш, В.К.Грязнов, А.А.Голубев, С.В.Квитов и др. Коэффициенты поглощения плотной плазмы аргона и ксенона. Теплофизика высоких температур т.ЗЗ, №6, 1995, 967971

6. Belyaev G., Basko M., Golubev A., et. al. Measurement of the Coulomb energy loss by fast protons in a plasma target. Phys.Rev. E., 1996, v.53, № 3, p2701-2707.

7.: G.Belyaev, M.Basko, A.A.Golubev, B.Sharkov, et al Diagnostics of plasma target for ion beam target interaction experiments Fusion Engineering and Design, 32-33, 1996, p.557-560.

8. B.Shaxkov, D.Koshkarev, M.Basko, N.Alekseev,. A.Golubev, P.Zenkevich Heavy ion Fusion activités at ITEP. NIM-A (1998) v.415, N 1+2, pp.20-26.

9. M.Basko, A.Golubev, A.Fertman, et al. Dense plasma diagnostics by fast proton beams. Phys.Rev.E, vol.57, N 3, 1998, pp.3363 - 3367.

10. S.Stoewe, R.Bock, M.Dornik, A.A.Golubev, et al. High density plasma physics with heavy-ion beams. NIM-A (1998) v.415, N 1+2, pp.61-67.

11. V.Mintsev, V.Gryasnov, A.A.Golubev, M.Kulish et al. On measurement of stopping power in explosively driven plasma targets. NIM-A (1998) v.415, N 1+2, pp.715-719.

12. V. Mintsev, V. Gryaznov,.M. Kulish, A. Golubev et al Stopping Power of Proton Beam in a Weakly Nonideal Xenon Plasma Contrib. Plasma Phys. 37 (1999), 101-104.

13. A.Tauschwitz, C.Neiman, D.Penache, R.Pressura, U.Funk, A.A.Golubev, M.Giessel, et al Ion Beam Transport in a Laser Initiated Discharge Channel. In book: Inertial Fusion Sciences and Applications 99. Editors: Christiane Labaune, William J.Hogan, Kazuo A. Tanaka. Paris 2000. Pp.521-526.

14. A.A.Golubev, I.Bakhmetjev, A.Cherkasov, A.Fertman, V.Turtikov, B.Shaxkov, V.Punin, N.Jidkov et al "Thick target"approàch for precise measurement of total stopping range. In book:- Inertial . Fusion Sciences and Applications 99. Editors: Christiane Labaune, William J.Hogan, Kazuo A. Tanaka. Paris 2000. Pp.572-575.

15. A. Golubev, V. Turtikov, A. Fertman, I. Roudskoy, B. Sharkov, A. Tauschwitz, U. Neuner, H. Wahl, D.H.H, Hoffmann, M. Roth, U. Funk, M. Geisel, W. Suss, Experimental Investigation the Effective Charge State of Ions in Beam-Plasma Interaction. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research; A, 464 (2001), pp. 247 - 252.

16. A. Golubev, M. Kulish, A. Fertman, V. Turtikov, A. Tauschwitz, Dynamic plasma pressure measurements, Review of Scientific Instruments V. 74, № 5 (2001).

17. D.G. Koshkarev, M.D. Churazov, N.N. Alexeev, P.R. Zenkevich, B.Yu. Sharkov, A.A.Golubev Heavy ion fusion energy program in Russia. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: , 464 (2001), 1-3 (май 21), pp. 1-5.

18. S. Stowe, U. Neuner, R.Bock, M. Dornik, A.A.Golubev, V.E. Fortov, U.N. Funk, M. Geissel, D.H.Hofftnann, M. Kulish, V. Mintsev, M. Roth, B. Sharkov, A. Shutov, P. Spiller, M. Stetter, W. Su?, Tahir, A. Tauschwitz Heavy Ion induced motion in lead targets. Laser and Part. Beams 18(4), (2000) pp.573-581.

19. А.А.1Ълубев, Х.Валь» М.Гайссеель, М.Рот, И.В.Рудской, А.Таушвиц, И.Ю.Толстихина, В.И.Туртиков, А.Д.Фертман, Д.Хоффманн, Б.Ю-Шарков, В.П.Шевелько. Взаимодействие быстрых многозарядных ионов урана с плазменной мишенью. Краткие сообщепия по физике ФИАН. 8, 2001, стр. 28-41.

20. О. Rosmey, J.Wiesser, M.Giessel, A.A.Golubev, A.Fertman et. al, X-ray spectromicroscopy of fast ions and targets radiation. Nucl. Instr. and Meth. A, V.495 (2002), N 1, pp.29-39.

21. Fertman, N. Borisenko, A.A.Golubev, et al., Induced radioactivity problem for high-power heavy-ion accelerators - Experimental investigation and longtime predictions. Laser and Particle Beams, volume 20, N. 3 (2002).

22. F. B. Rosmej, R. More, O. N. Rosmej, A.A.Golubev, et al Methods of Charge State Analysis of Fast Ions inside Matter Based on their X-ray Spectral Distribution. Laser and Particle Beams 20 (3), 479 (2002).

23. A.A.Golubev, I.Bakhmetjev, A.Fertman, A.Kantsyrev, V.Luckjashin, B.Shaxkov, V.Turtikov, A.Kunin, V.Vatulin, N.Zhidkov, E.Vasina, U.Neuner, J.Wieser, J.Jacoby ,D.H.H.IIoffmann. Research into the advanced experimental methods for precision ion stopping range measurements in matter. Laser and Particle Beams, (2003) 21, 1-6.

24. Голубев A.A., Ватулин B.B., Кунин A.B, Лукьяшин B.E., Туртиков В.И. Шарков Б.Ю., Балдина Э.Г., Борисенко Н.Г., Гнутов А.С., Визар И., Хоффманн Д., Якоби И. Измерение полного пробега и удельного энерговыделения пучка ионов урана в пористых углеродных мишенях. Атомная энергия том 96, вып.4, апрель 2001, стр.300 - 305.

25. O.N.Rosmej, S.A.Pikuz, S.Korostiy, A.Blazevic, E.Brambrink, A.Golubev et. al. Radiation dynamics of fast heavy ions interacting with matter. Laser and Particle Beams 23, 79-85, 2005.

26. В.П.Дубенков, С.А.Высоцкий, А.А.Голубев, В.А.Кошелев, Т.В.Мутин, А.Д.Фертман и др. Новый экспериментальный канал на ускорители ТИПР-1 ПТЭ, ЛМ, 2005. с.1-5

27. I.V.Roudskoy, A.A.Golubev, A.D.Fertman, M.V.Prokuronov, A.V.Kantsyrev, B.Yu.Sharkov, V.I.Turtikov, K.Weyrich. Gamma radiation measurements as a diagnostic tool of beam-induced dense plasmas. Laser and Particle Beams 23, 539-543, 2005

Список литературы

[1] J. Lindl "Development of the Indirect-Drive Approach to Inertial Confinement Fusion and the Target Physics Basis for Ignition and Gain", UCR-JC-119015, L-19821-1, Preprint LLNL.

[2] National Academy of the Sciences Review of the Department of Energy's Inertial Confinement Fusion Program, Final Report (National Academy Press, Washington, DC, 1990).

[3] http://www.research.ibm.com/ionbecims/home.htm SRIM.

[4] C. Scheidenberger, Th. Stohlker, W.E. Meyerhof, H. Geissel, P.H. Mokler, B. Blank, Nucl. Instr. and Meth. В 142 (1998) 441.

[5] С. Scheidenberger, H. Geissel, Nucl. Instr. and Meth. В 135 (1998) 25.

[6] N.M. Sobolevsky, The SHIED transport code: a tool for computer study of interaction of particles and nuclei with complex media, in: Proceedings of the Third Yugoslav Nuclear Society International Conference YUNSC 2000, Belgrade, October 2-5, 2000, The VINCA Institute, Belgrade, 2001, pp. 539-564.

[7] Yu.A. Romanov, V.V. Vatulin (VNIIEF). Results of investigations conducted by VNIIEF on a problem of heavy ion thermonuclear fusion. International Symposium on Heavy Ion Inertial Fusion, Princeton, USA, (1995).

[8] T. Hamada, Austral. J. Phys., 31, 291, (1978).

[9] V.S. Nikolaev, I.S. Dmitriev, Phys. Lett. A 28, 277 (1968).

[10] W. Brandt, M. Kitagawa, Phys. Rev. В 25, 5631 (1982).

[11] A. Arzumanov, A. Borisenko, S. Lysukhin, Proc. of EPAC-92. Berlin 1, 495 (1992).

[12] D. Gardes et al.,Radiation Effects and Defects in Solids 110,49 (1989).

[13] E. Boggasch et al., Appl. Phys. Lett. 60, 2475 (1992).

[14] А.И. Ларкин, ЖЭТФ, т.37, (1959) 264.

[15] D. Baganoff, Rev. Sci. Instrum. 35, (1964) 228.

[16] MSP Technical Data, http:\\www.tectra.de.

[17] B.K. Грязное, И.Л. Иосилевский, Ю.Г. Красников и др., "Теплофизические свойства рабочих сред газофазного ядерного реактора", /ред. В.М. Иевлев/, Атомиздат, М., 1980.

[18] W.Ebeling, A. Foerster, V. Fortov, V. Gryaznov and A. Polishcuk, "Thennophysical properties of hot dence plasmas", Teubner, Stuttgart Leipzig, 1991.

[19] J.F. Ziegler, J.P. Biersack, U. Littmark, The Stopping and Range of Ions in Solids, vol.1 (Pergamon, New York, 1985).

[20] H.D. Betz, Applied Atomic Collision Physics, vol. 4, Academic Press, Orlando (1983).

[21] M.M. Баско, Физика плазмы 10 (1984) 1195.

[22] В.Е.Фортов, Ю.В.Иваиов, А.Н.Дремин, В.К.Грязнов, В.Е.Беспалов. Докл.АН СССР, 1975, 221, стр.1307.

[23] В.Е.Фортов, С.И.Мусянков, В.В.Якушев, А.Н.Дремин. ТВТ, 1974, 12,стр.957.

[24] М.М.Баско Предварительный разогрев тяжелоионных мишеней вторичными частицами. Препринт ИТЭФ 54-90. M.M.Basko, "Preheating of heavy ion beam targets by secondary particles"Laser and Particales Beams, vol. 10, p. 189-200, 1992

Подписано к печати 21.12.05 Формат 60 х 90 1/16

Усл.печ.л. 1,95 Уч.-изд.л. 1,35 Тираж 100 Заказ 520

Отпечатано в ИТЭФ, 117218, Москва, Б.Черёмушкинская, 25

Введение

1 Кулоновское торможение ионов в веществе

1.1 Теория кулоновского торможения

1.2 Процессы ионизации и рекомбинации при торможении быстрых ионов.

1.3 Обзор экспериментальных данных по торможению ионов в веществе.

1.3.1 Экспериментальные мишени

1.3.2 Экспериментальные данные по измерению зарядового распределения.

1.3.3 Экспериментальные данные по торможению ионов в ионизованном веществе.

1.4 Выводы и постановка задачи.

2 Экспериментальные исследования кулоновского торможения ионов в холодном веществе

2.1 Обзор экспериментальных методов измерения тормозной способности твёрдого вещества и пробега ионов.

2.2 Метод "толстой мишени "для измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучка ионов в твердотельной мишени

2.2.1 Калориметр.

2.3 Результаты экспериментальных измерений в твердотельных мишенях нормальной плотности.

2.3.1 Тестирование метода "толстой мишени "на пучках протонов.

2.3.2 Измерение пробега ионов на циклотроне У — 400М.

2.3.3 Измерение пробегов тяжелых ионов на тяжелоионном синхротроне SIS-18, GSI, Дармштадт.

2.3.4 Исследование энерговыделения пучка ионов урана с энергией до 950 МэВ/а.е.м. в твердом веществе

2.4 Результаты экспериментальных измерений в пенных углеродных мишенях.

2.4.1 Экспериментальная установка

2.4.2 Результаты экспериментов.

2.5 Обсуждение экспериментальных результатов.

3 Экспериментальное измерение кулоновского логарифма свободных электронов в водородной плазме.

3.1 Описание эксперимента.

3.1.1 Ускоритель.

3.1.2 Плазменная мишень.

3.1.3 Диагностика плазменной мишени.

3.2 Диагностика энергетических потерь протонов

3.3 Экспериментальные результаты.

3.4 Обсуждение результатов и выводы.

4 Диагностика плотности свободных электронов плазмы на основе измерения энергетических потерь протонов

4.1 Методы диагностики плотности свободных электронов в плазме.

4.1.1 Лазерные методы диагностики плотности свободных электронов в плазме.

4.1.2 Методы, основанные на регистрации излучения плазмы.

4.2 Методика определения плотности свободных электронов на основе измерения энергетических потерь протонов в плазме

4.3 Плазменная мишень на основе КРИС.

4.3.1 Измерение давления в плазме капиллярного разряда с пространственным и временным разрешением.

4.3.2 Пирометрические измерения температуры плазмы КРИС.

4.4 Экспериментальное измерение потерь энергии протонов в плазме КРИС.

4.4.1 Измерение тормозных потерь протонов с энергией

3 МэВ в плазме КРИС на начальной части линейного ускорителя ИСТРА-36.

4.5 Определение плотности свободных электронов в плазме КРИС.

5 Экспериментальные измерения энергетических потерь и зарядового распределения ионов при взаимодействии с плазмой

5.1 Экспериментальная установка

5.1.1 Ускоритель UNILAC.

5.1.2 Диагностика энергетических потерь ионов

5.1.3 Диагностика зарядового распределения пучка ионов

5.2 Экспериментальные результаты

5.2.1 Энергетические потери ионов.

5.2.2 Зарядовые распределения пучка тяжёлых ионов

5.3 Торможение ионов с разной исходной величиной заряда

5.4 Обсуждение результатов.

6 Экспериментальное исследование взаимодействия протонов с неидеальной плазмой.

6.1 Плазменная мишень на основе взрывного генератора

6.2 Экспериментальная установка и результаты измерений.

7 Экспериментальное исследование предпрогрева мишени вторичными частицами.

7.1 Экспериментальная установка, результаты измерений

7.2 Обсуждение экспериментальных результатов.

Последние достижения в увеличении энергии, мощности и яркости лазеров, пучков заряженных частиц, Z-пинч генераторов, открывают возможность создавать материю с экстремальной плотностью энергии в лабораторных исследованиях. Коллективные взаимодействия, взаимодействие с пучками частиц и радиационными полями являются активно развивающейся областью физики плазмы высокой плотности энергии в веществе (в дальнейшем ФВПЭ). Эта область экстремальных параметров вещества ранее была недоступна для лабораторных экспериментов.

В физике высокой плотности энергии в веществе, по определению, плотность энергии превосходит 1011 Дж/м3 или эквивалентна давлению 1 Мбар (к примеру, эта плотность соответствует плотности энергии в молекуле водорода или величине модуля сжимаемости для твердого материала). ФВПЭ охватывает большую область физики, включая физику плазмы, материаловедение и физику конденсированного состояния, атомную и молекулярную физику, магнитогидродинамику и астрофизику. Многие методы исследования выросли из продолжающихся экспериментов по физике плазмы, физике пучков, физике ускорителей, магнитного и инерциалыюго термоядерного синтеза, ядерно-оружейных исследований.

Научные исследования в области ФВПЭ в США признаны как имеющие огромное положительное значение для таких национальных программ как Инерциальный Термоядерный Синтез и Поддержание боеспособности ядерного арсенала (Stockpile Stewardship (SSt)) благодаря развитию новых идей, технологий и воспитанию нового поколения ученых и инженеров. Более того, передовые технологии в быстродействующей измерительной аппаратуре: в оптике (включая рентгеновскую оптику), в мощных лазерах, в мощных импульсных разрядных системах, в микро и нанотехнологиях, имеют большой потенциал для различных приложений. Следует подчеркнуть, что ФВПЭ является бурно развивающейся областью знаний не только в США, но и в Европе и Японии.

Для проведения исследований в области ФВПЭ имеются лабораторные установки, обеспечивающие необходимые параметры. Типичным для современных лазеров и электронных пучков, генерируемых на Стен-фордском линейном ускорителе, является уровень плотности фокусированного потока Ю20 Вт/см2 на мишени. Современные поколения лазеров, используемых в ИТС (NIKE-лазер в Военно-морской лаборатории, TRIDENT в Лос-Аламосе, OMEGA в лазерной лаборатории Университета Рочестера) обеспечивают энерговыделение 1—40 кДж в нескольких кубических миллиметрах вещества за несколько наносекунд. В экспериментах на Z-пинчах, на установке "Z"b Национальной лаборатории Сан-дия 1.8 МДж мягкого рентгеновского излучения выделяются в объеме ~ 1 см3 за время 5 — 15 нсек и используются для имплозии капсул, содержащих дейтерий. Первоначальная цель перечисленных установок в США, финансируемых Национальной Администрацией по Ядерной Безопасности (НАЯБ) DOE состояла в изучении научно-технических аспектов связанных с SSt и ИТС. Однако теперь установки позволяют исследовать фундаментальные аспекты ФВПЭ, используя синергетический эффект от применения эксперимента, теории и компьютерного моделирования.

С планируемой модернизацией существующих установок и завершением создания первой демонстрационной установки по инерциальному термоядерному синтезу NIF (National Ignition Facility, USA) [11] в первое десятилетие 21 века, диапазон достигаемых параметров по плотности энергии в веществе и диапазон физических явлений, которые могут исследоваться, будет существенно расширен в дополнение таких технологий как газовые ударные трубы, эксперименты с взрывчатыми веществами (ВВ), либо с помощью алмазных наковален.

Новое поколение экспериментальных установок дает возможность в лаборатории, в макроскопических количествах создавать вещество с экстремальными параметрами, обеспечивая получение критических данных: по гидродинамическому перемешиванию вещества, по ударным волнам, по радиационной физике, по коэффициентам непрозрачности (пробегам рентгеновских квантов), по формированию плазменных струй с большим числом Маха, по уравнениям состояния, по релятивистской плазме и, возможно, по кварк-глюонной плазме. Революция в возможностях вычислительных средств сделала возможным компьютерное моделирование сложных процессов нелинейной динамики и коллективных процессов, характерных для лабораторной плазмы, в экстремальных условиях включая гидродинамическое движение, которое может существовать в гигантских масштабах астрофизических объектов.

Все перечисленные явления имеют прямое отношение к таким астрофизическим явлениям как взрывы сверхновых и распространение их продуктов, потоки и струи межзвездного вещества, молекулярные облака и др.

Кроме того, с каждым годом растут возможности эксперимента и численного моделирования, которые делают реальным напрямую связывать параметры, получаемые в лабораторных условиях с параметрами астрофизических объектов.

На рис. 1 показана диаграмма состояния вещества в координатах температуры и плотности, иллюстрирующая области параметров которые соответствуют различным физическим процессам и условиям. Отмечены области, которые могут быть достигнуты с помощью различных лабораторных методов и установок, а также обширная область параметров вещества, реализуемая в физических явлениях, сопровождающих взрыв ядерного боеприпаса (условно обведена красным кругом). Различаются две большие области, отмеченные как высокотемпературная плазма (Т более ~ 100 эВ), и область сравнительно малых температур 1 эВ) при высоких значениях плотности (отмечена, синим кругом). Существенно, что эта область параметров вещества труднодостижима с помощью иных методов, кроме экспериментов с химическими ВВ и ядерных взрывов. Однако именно эти параметры реализуются в экспериментах с интенсивными пучками тяжелых ионов на современных мощных ускорителях.

Интенсивные пучки тяжелых ионов высокой энергии являются уникальным инструментом для создания материи с ВПЭ и исследования экстремального состояния вещества в воспроизводимых экспериментальных условиях. В отличие от мощных лазеров, при взаимодействии ионных пучков с веществом отсутствует понятие критической плотности. Пучки тяжелых ионов (ТИ) выделяют всю свою энергию в объеме вещества вдоль пробега, в процессе его торможения. Поэтому эффективность поглощения энергии близка к 100%.

При использовании пучков тяжелых ионов, возможно, генерировать однородное распределение термодинамических параметров нагреваемого вещества вдоль большей части физического пробега. Типичные объемы нагреваемого вещества составляют несколько мм'5 при энергиях ионов ~ ЮОМэВ/а.е.м. и при довольно больших длительностях (10 -100 не), обеспечивая весьма удобные условия для проведения надежных экспериментов. С другой стороны поглощение энергии ионного пучка характеризуется возрастанием удельных потерь энергии ионами в самом конце их торможения (эффект Брэгга), что можно использовать для повышения концентрации поглощенной энергии на глубине, примерно равной пробегу иона в веществе мишени рис.2.

ОепзКуСд/ ет3)

Диаграмма состояния вещества

Рис. 1: Диаграмма состояния вещества в координатах температуры и плотности.

Рис. 2: Свечение замороженного газа Кг при облучении пучком ионов N6 с энергией 300 МэВ/а.е.м.

Способность ТИ нагревать вещество характеризуется параметром удельной вложенной энергии Е3 [Дж/г]: в, = 1,6. ю'Ч^р (1) где р - плотность вещества, Щ - число частиц в пучке, Но - радиус пятна фокусировки пучка на мишени, йЕ/рйх ~ удельные тормозные потери ионов в веществе мишени. Таким образом, для получения больших значений ЕЛ необходимо увеличивать интенсивность пучка /V; и стремиться к уменьшению площади пятна фокусировки. Что касается удельных потерь энергии иона, то они определяют физический пробег иона в веществе Ь ~ Еа (а = 1,5) и, как будет показано в дальнейшем, существенно зависят от заряда иона. На рис.3, приведена зависимость пробега ионов различной массы от энергии частиц в холодном веществе. Видно, что наибольшее значение Ея [Дж/г] можно получить, используя наиболее тяжелые ионы. Так ионы, имеющие одинаковые пробеги, можно считать эквивалентными с точки зрения нагрева вещества мишени, однако более энергичные тяжелые ионы обеспечивают заданный уровень удельного энерговклада пучка при меньшем значении тока.

Изучение фундаментальных процессов возникающих при прохождении заряженных частиц через вещество начатые Бете и Бором в ранних работах [1-3] до сих пор актуальны и находятся в фокусе исследований многих экспериментальных и теоретических групп. В настоящее время, особенно вырос интерес к исследованиям процессов при взаимодействии интенсивных пучков тяжелых ионов с веществом в диапазоне энергий от десятка до сотен МэВ/а.е.м. [4-8]. Это обусловлено необходимостью определения точных значений параметров взаимодействия таких как, полный пробег ионов, тормозные потери ионов, фрагментация ядер, зарядовое и энергетическое распределение ионов в процессе взаимодействия с веществом, для широкой области применения пучков тяжелых ионов.

С развитием ускорительной техники направленной на создание мощных сильноточных установок, позволяющих получать мощные пучки тяжелых ионов ГэВ — ных энергий с полной энергией в пучке до 100 кДж, появляются новые направления их использования — пучковая терапия [9,10], ФВПЭ создаваемая интенсивными пучками тяжелых ионов, физика плазмы, тяжелоионный инерциальный термоядерный синтез (ИТС) [11,12]. Такие установки, в настоящее время, создаются, как за рубежом в Обществе Тяжелоионных Иследований (GSI), г.Дармштадт, Германия, проект «FAIR» SIS - 100/300 [13,14], так и в России в Институте Теоретической и Экспериментальной Физики (ГНЦ ИТЭФ), г.Москва,

Рис. 3: Зависимость пробега ионов различной массы от энергии частиц в холодном веществе. эк-юо/гоо ТВН-ИТЭФ

Ускоряемые ионы Р-и р- Со

Энергия ионов Е, МэВ/а.е.м. 1000 700

Энергия пучка, кДж 40 50-100

Длительность пучка, не 50 20-200

Диаметр пучка Б,мм 1 1

Таблица 1: Параметры пучков ускорителей ТВН-ИТЭФ и ЭК-ЮО/гОО

Тераваттный накопитель тяжелых ионов (ТВН - ИТЭФ) [15-17]. В таблице 1 приведены ожидаемые параметры ионных пучков на создаваемых ускорительных комплексах ТВН-ИТЭФ и 318-100/300.

Одно из приоритетных направлений исследований на создаваемых ускорительно накопительных установках являются исследования в области ФВПЭ в веществе, включающие исследования по изучению уравнения состояния вещества при давлении в сотни мегабар и температуре 10 эВ, физики плотной высокотемпературной плазмы и атомной физики. Кроме того, ускорители тяжелых ионов с энергией ионов около 5 — 10 ГэВ рассматриваются как перспективные ускорительные комплексы для драйвера инерциального термоядерного синтеза (ИТС) на пучках тяжелых ионов.

В настоящее время экспериментальные исследования по управляемому термоядерному синтезу (УТС), опирающиеся как на принцип магнитного удержания в установках типа "ТОКАМАК", так и на принцип инерциального удержания с использованием в качестве драйвера мощных лазеров, вплотную подошли к осуществлению демонстрационного эксперимента по зажиганию управляемой термоядерной реакции в лабораторных условиях. В конце 70-х годов было выдвинуто новое предложение использовать в инерциальном термоядерном синтезе (ИТС) в качестве драйвера ускоритель интенсивных пучков тяжелых ионов [12,18,19]. Эти идеи основаны не только на том, что такие пучки тяжелых частиц чрезвычайно эффективно взаимодействуют с веществом термоядерных мишеней, но также на том, что мощные токовые импульсы можно получать на основе известных технологий, разработанных для исследований в области физики высоких энергий.

Несмотря на то, что для создания первой демонстрационной установки по инерциальному термоядерному синтезу NIF [11] в качестве драйвера был выбран мощный лазер, интерес к ИТС на пучках тяжелых ионов не ослабевает как в самих Соединенных Штатах, так и в Европе, России и Японии. Это связано с тем, что по своей потенциальной эффективности, долговечности и частотным характеристикам тяжелоионный ускоритель имеет наилучшие перспективы для использования в качестве драйвера будущих термоядерных энергетических установок [20]:

Высокий кпд преобразования подводимой к ускорителю энергии в энергию потока ионов 25 -f- 35 %;

Возможность получения высокой повторяемости импульсов ионного пучка, 10 -г 100 импульсов в сек;

Пространственное разделение ускорительного комплекса и реакторной камеры, что повышает безопасность работ;

Высокая надежность и стабильность работы основных компонентов ускорительного драйвера, важные для его долговременной эксплуатации.

На сегодняшний день в мире проводится большое количество теоретических и экспериментальных работ по изучению фундаментальных физических процессов, определяющих конструкцию термоядерной мишени и необходимые параметры будущего драйвера [21,22]. Проблема зажигания термоядерного топлива в системах инерциального термоядерного синтеза является одной из ключевых в разработке термоядерного реактора. Необходимым условием создания такого рода систем является ограничение полной энергии драйвера разумным пределом, позволяющим создать неразрушаемую установку при достаточно высоком КПД. Для систем на основе тяжелоионного драйвера при однопиковом режиме облучения необходимая энергия ионного пучка по представлениям на сегодняшний день составляет 5 — 10 МДж (в зависимости от степени оптимизма исследователей). Энергия эта является достаточно высокой и при коэффициенте усиления (отношение получаемой за счет термоядерного горения энергии к энергии драйвера) порядка 50, энерговыделение при взрыве мишени составит 250—500 МДж, что эквивалентно « 100 кг тротила. Очевидно, что создание камеры для удержания продуктов взрыва такой мощности при 10 импульсах в секунду в течение десятков лет

Shr* shield to Pressure balance Radiation Sin control Legendre holds postion of to oortib earty mode Pj radiators time P.

Рис. 4: а) рентгеновская мишень с распределенным радиатором, б) гибридная мишень с радиационными экранами и "шимами"на поверхности капсулы. Разработки Ливерморской национальной Лаборатории. является чрезвычайно сложной технической задачей. Поэтому ищутся возможности снижения энергии драйвера и, следовательно, мощности термоядерного импульса.

В общем случае для ИТС рассматриваются два класса мишеней: мишени прямого действия ("direct drive") и мишени непрямого действия (рентгеновские мишени) ("indirect drive") рис.4. В мишенях прямого действия энергия драйвера непосредственно выделяется во внешнем слое ускоряемой сферической оболочки (термоядерной капсулы), окружающей термоядерное топливо.

В мишенях непрямого действия энергия ионных или лазерных пучков трансформируется в рентгеновское излучение, заполняющее радиационную полость, в центре которой находится сферическая термоядерная капсула. Переход к мишеням непрямого действия связан с дополнительными энергетическими потерями, но зато позволяет упростить решение проблемы симметричного облучения мишени. Мишени непрямого действия представляются, в настоящее время, наиболее реалистичными для достижения термоядерного зажигания в лабораторных установках

ИТС. Конверторы в подобных мишенях выполнены из легких материалов (например, Ве или пластик), поглощают энергию ионов и переводят ее в мягкое рентгеновское излучение в диапазоне длин волн 300 эВ), которое через процесс испарения (абляции) оболочки капсулы и осуществляет ее сжатие (имплозию). При оптимальной конструкции мишени, примерно ~ 70 —80 % энергии драйвера конвертируется в рентгеновское излучение. На рис.5 представлена мишень, т.н. "Русская"мишень. с цилиндрической камерой и сферической ДТ-капсулой для схемы непрямого сжатия.

Наиболее часто встречающаяся модель термоядерной капсулы представляет собой полость, стенки которой выполнены из материала с высоким атомным номером. Внутри полости располагается капсула, состоящая из внешней области, из которой формируется аблятор, и внутренней области из замороженной или жидкой смеси дейтерий-трития (ОТ).

Аблятор, поглощающей энергию рентгеновского излучения от конвертора, нагревается и начинает расширяться, образуя так называемую плазменную корону, плотность которой уменьшается по мере удаления от поверхности.

Рис. 5: Схема "Русской"мишени для тяжелоионного инерциального термоядерного синтеза.

В соответствии с законом сохранения импульса, разлет аблятора во внешнюю среду приводит в движение оставшуюся часть оболочки к центру капсулы. Таким образом, оболочка играет роль поршня, сжимающего ядро топливной мишени до плотностей, в 103 — 104 раз превышающих плотность твердого тела [12]. Возникающее давление способствует нагреву ядра мишени до температур, при которых возможно термоядерное горение. Эффективность выгорания термоядерного топлива лежит в диапазоне от 5 — 30 %. В окончательной конфигурации топливо равномерно сжимается до давления ~ 200 Гбар, но при этом разделяется на две области - центральная горячая точка, в которой сконцентрирована от 2 до 5 % топлива, и основную плотную область, содержащую оставшуюся массу. Инициирование реакции синтеза происходит в центральном ядре и вслед за этим фронт термоядерного горения распространяется в основную внешнюю топливную оболочку, которая обеспечивает высокий коэффициент конверсии. Для того, чтобы данная схема топливной сборки была эффективна, необходимо наложить строгие требования на параметры драйвера, в особенности на удельную мощность и временной профиль облучения, которые определяют гидродинамику сжатия капсулы. Параметры, которые должны быть достигнуты для осуществления эффективного сгорания топлива, с выходом энергии, превышающим затраченную энергию драйвера, могут быть оценены непосредственно из анализа процесса горения термоядерного топлива [11,23].

На сегодняшний день в мире проводится большое количество теоретических и экспериментальных работ по изучению фундаментальных физических процессов, определяющих конструкцию термоядерной мишени и необходимые параметры будущего тяжелоионного драйвера. Ограниченность (а в ряде случаев отсутствие) экспериментальной информации снижает надежность выполняемого расчетного прогнозирования параметров мишеней для будущих термоядерных установок, а зачастую может привести к ошибочным выводам.

Действительно, прохождение заряженных частиц через вещество мишени сопровождается разнообразными процессами взаимодействия с элементарными частицами, ядрами, атомами. Характер и результаты этих взаимодействий зависят от типа, энергии и интенсивности потока заряженных частиц, а также типа, состояния, плотности, состава и размера облучаемых мишеней. Поэтому моделирование тяжелоионного драйвера для инерциального термоядерного синтеза требует как качественного, так и количественного описания процессов взаимодействия тяжелоионных пучков с веществом в широком диапазоне параметров плотностей и температур.

Основные эффекты, определяющие процесс торможения пучков ионов в веществе конвертора термоядерной мишени можно разделить на две группы. В первую группу входят эффекты, не зависящие от состояния вещества, в котором происходит торможение ионов (температуры и плотности). В эту группу можно включить ядерные процессы, например фрагментация и страглинг, которые определяются столкновитель-ными ядро-ядерными процессами и первоначальным продольным энергетическим разбросом ионного пучка. Эти эффекты могут приводить к затягиванию зоны энерговыделения и сглаживанию, так называемому, пика Брэгга в конце пробега ионного пучка. На эффекты второй группы сильно влияет состояние вещества в особенности температура плазмы.

При рассмотрении взаимодействия профилированного ионного импульса по длительности, больше времени гидродинамического разлета нагреваемого вещества (конвертора) необходимо учитывать динамику изменения температуры и плотности конвертора, поскольку с изменением температуры и плотности изменяется полный пробег ионов, положение и ширина пика Брэгга. На первой стадии нагрева ионный пучок взаимодействует с плотной сильно неидеальной плазмой. По мере нагрева вещества происходит увеличение температуры плазмы, а следовательно, и степень ионизации плазмы, что сильно влияет на кулоновское торможение ионов.

Наряду с достаточно большим количеством опубликованных теоретических работ по моделированию торможения заряженных частиц в веществе [26-29], наблюдается ограниченное число экспериментальных работ по измерению полного пробега и энерговыдления пучков тяжелых ионов в веществе. В основном, данные по торможению ионов в веществе вычисляются из экспериментальных значений энергетических потерь протонов и альфа частиц. Наблюдаемые данные в литературе по полному

0.5 1 1.5 2 Пробег ионов, отн. ед.

2.5

Рис. 6: Коэффициент конверсии энергии пучка тяжелых ионов в зависимости от неопределенности полного пробега (Ве конвертор, Мощность пучка 450 ТВт/см2) (Ватулин В.В. 1998г.) пробегу ионов в холодном веществе различаются до 20 % [30-32]. В тоже время, как показано в работе [33] рис.6, неопределенность в полном пробеге ионов существенно влияет на коэффициент конверсии энергии ионного пучка в рентгеновское излучение.

Другим важным аспектом теории торможения ионов, на которую, нужно обратить внимание является образование вторичных частиц при взаимодействии интенсивного пучка ионов с веществом. В качестве вторичных частиц могут выступать быстрые 5-электроны, фотоны или ядерные осколки. В рамках расчета термоядерной мишени здесь возникают сразу две важные задачи: вычисление выноса энергии из абсорбера за счет образования вторичных частиц, что приводит к менее эффективной передачи энергии конвертору, и потери части энергии; и необходимость оценки преднагрева топлива вторичными частицами с учетом конкретной геометрии мишени. Последний процесс может сильно снизить эффективность сжатия термоядерного топлива. В работе рассмотрено торможение пучков ионов в холодном веществе с учетом явления ядерной фрагментации. Дана оценка количества ядерных осколков, образовавшихся от частиц пучка.

Пробеги и ионизационные потери тяжелых многозарядных ионов в мишени будут обусловлены тормозной способностью, как холодного вещества, так и плотной плазмы в широком диапазоне температур. Следовательно, знание величин пробегов и профилей энерговыделения пучков тяжелых, заряженных частиц в веществе, находящимся в различных агрегатных состояниях позволят более точно рассчитать конструкцию термоядерной мишени.

Поскольку получить плазму с твердотельной плотностью, необходимую для проведения исследования в рамках ИТС, в настоящее время не представляется возможным, поэтому для изучения процессов, происходящих при торможении ионов в ионизированном веществе, используют плазму, созданную с помощью сильноточного разряда в газе, капиллярный разряд, лазерную плазму и др. [34-36]. Эксперименты по измерению потерь энергии ионов в плазме, проведенные в работах [37-40] позволили изучить особенности торможения тяжелых заряженных частиц в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов 1016 —10 см и выявить два основных эффекта: увеличение тормозной способности плазмы по сравнению с холодным веществом за счет взаимодействия со свободными электронами плазмы; эффективный заряд налетающего иона в полностью ионизованном газе имеет более высокую величину, чем в холодном газе, что также приводит к увеличению энергетических потерь налетающих частиц.

Однако выделить вклад от этих двух эффектов в тормозную способность плазмы на основе анализа полученных экспериментальных результатов весьма затруднительно. Поэтому одной из целей настоящей диссертационной работы является систематическое экспериментальное исследование взаимодействия пучков тяжелых ионов с плазмой, измерение энергетических потерь и зарядового распределения протонов и ионов различных атомных масс, в диапазоне энергий 3.6 — 11.4 МэВ/а.е.м. в плазме с электронной плотностью выше 1019 см"3.

Еще одной чрезвычайно важной задачей, возникающей в рамках ИТС, является контроль параметров плазмы термоядерной мишени и установления соответствия между этими параметрами и тормозной способностью вещества. Отметим, что принципиальной проблемой, на пути решения этой задачи, является необходимость создания диагностического комплекса для измерения плотности и температуры плазмы изменяющиеся на несколько порядков n/e = 1018 — 1024 и Те от десятка до сотен эВ. Существующие методики пока не позволяют контролировать весь указанный диапазон плотностей и температур. Трудности возникают в основном при измерении параметров плазмы с плотностью свободных электронов п/е > 1019 см-3, когда возможности стандартных оптических и спектроскопических методов резко уменьшаются в связи с ростом оптической толщины плазмы, а результаты рентгеновских исследований сильно зависят от выбора термодинамической модели плазмы. Поэтому одной из задач настоящей работы являлось проведение исследования Кулоновского торможения протонов с энергиями 3 — 6 МэВ в плазме с электронной плотностью выше 1019 см~3 и разработка новой методики диагностики плотности свободных электронов плазмы на основе измерения энергетических потерь протонов.

Имплозия внутренних слоев цилиндрической мишени при кольцевом облучении интенсивным пучком тяжелых ионов в сильном магнитном поле является перспективным направлением для получения мегабар-ных значений давления. В таких экспериментах, может быть достигнуто давление в мишени в 10 раз превосходящее первоначальное давление создаваемое при поглощении интенсивного пучка тяжелых ионов. Так, в работе [262] было показано, что для параметров пучка тяжелых ионов, создаваемых ускорительно накопительных комплексов ТВН-ИТЭФ и проекта "FAIR 20—100 кДж/г, при длительности ионного пучка 50 — 100 нсек, возможно достичь давления в центре цилиндрической мишени до 100 Мбар, что открывает новые возможности для проведения исследований по физике высокой плотности энергии в веществе. Однако, в проведенных расчетах не учитывался эффект возможного предпро-грева внутренних слоев мишени вторичными частицами, возникающими при взаимодействии быстрых ионов с веществом, что может приводить к существенному уменьшению коэффициента сжатия. Поэтому, одной из задач данной работы являлось измерение энергии вторичных частиц поглощаемой во внутреннем слое цилиндрической мишени при облучении внешней оболочки мишени пучком тяжелых ионов с энергией в сотни МэВ/а.е.м.

Таким образом, цель дисертации состояла в разработке экспериментальных методов и их применении при исследовании процесса взаимодействия пучков тяжелых ионов с холодным и ионизованном веществом. В частности, разработанные методы были направлены на решение следующих задач: прецизионное измерение полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов в диапазоне энергий 100 — 1000 МэВ/а.е.м. при взаимодействии с холодным твердом веществом нормальной плотности, и исследование влияния пористости вещества на полный пробег и профиль энерговыделения пучка тяжелых ионов. исследование кулоновского торможения протонов и тяжелых ионов в диапазоне энергий 3—11 МэВ/а.е.м. в ионизованном веществе с плотностью свободных электронов п/е ^ 1019 см-3.

Научная новизна работы.

1. Создана новая методика "толстой мишени"для измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучка заряженных частиц в холодном веществе с точностью не хуже 3 %. Проведена апробация разработанной методики на пучках протонов и ионов в широком диапазоне энергий.

2. На основе созданной методики проведены измерения полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов V, Аи, Ж с энергией в диапазоне 100 — 1000 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из А\, Си и Ре.

3. Впервые проведены экспериментальные исследования влияния пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов II с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. в мишенях, изготовленных из пористого углерода плотностью 1.7; 1.1 и 0.2г/см3.

4. Разработана, на основе оптической схемы интерферометра Май-кельсона, диагностическая система для измерения давления в плазме с временным разрешением порядка 50 не. Разработанная схема измерения продемонстрирована при определении давления в плазменной мишени на основе сильноточного капиллярного разряда с испаряющейся стенкой (КРИС) с пространственным (вдоль длины капилляра) разрешением.

5. Разработана оригинальная методика определения плотности свободных электронов в плотной плазме, основанная на совместном использовании экспериментальных данных по торможению протонов в плазме и термодинамических расчетов состава ионизованного вещества. Продемонстрированы возможности разработанной методики на примере плазмы КРИС с плотностью свободных электронов в диапазоне 2 • 1019 < п/е < 5 ■ 1019 см"3.

6. Проведено систематическое измерение энергетических потерь пучков протонов и тяжелых ионов С, Кг, РЬ, II с энергией в диапазоне 3 — 11 МэВ/а.е.м. в плазменной мишени на основе КРИС, с плотностью свободных электронов в диапазоне 1019 см -3 - 5 • 1019 см . Впервые определены значения среднего эффективного заряда пучка ионов в процессе торможения в плазменной мишени, на основе сравнения полученных экспериментальных данных с энергетическими потерями протонов той же скорости.

7. Получены экспериментальные данные по зарядовому распределению пучков ионов С, Кг, РЬ, II с начальной энергией ионного пучка 3 — 11 МэВ/а.е.м. на выходе из плазменной мишени с электронной плотностью 1019 см-3 —5-Ю19 см-3 с временным разрешением. Проведено сравнение полученных значений среднего выходного заряда со средним эффективным зарядом пучка ионов.

8. На основе новых экспериментальных данных по энергетическим потерям и зарядовому распределению пучков ионов 238[/28+ и 238[/76+ (с энергией Ео = 11.5 МэВ/а.е.м.) на выходе из плазменной мишени установлено влияние начального значения заряда иона на величину тормозных потерь. Измеренные экспериментальные значения среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе д = 63 ± 0.5 для ионов и д = 64.5 ± 0.5 для ионов и 28+ в свою очередь указывают на влияние тормозных потерь ионов на величину среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе из мишени.

9. Разработана уникальная экспериментальная установка по проведению исследований взаимодействия ионных пучков с плотной неидеальной плазмой взрывного генератора с массой ВВ до 200 г. Впервые проведены экспериментальные исследования по измерению энергетических потерь пучка протонов с энергией 3 МэВ в плазме с параметром неидеальности Г > 1.

10. Впервые на основе разработанной экспериментальной схемы проведено измерение общей энергии вторичных частиц (ренгеновское излучение, нейтроны, гамма-излучение, 5- электроны, ядерные осколки), выносимой через боковую поверхность цилиндрической мишени при воздействии интенсивного пучка ионов урана U76+ с энергией 100- 300 МэВ/а.е.м.

Структура и содержание диссертации

Диссертация состоит из введения, семи глав и заключения, а также из списка использованной литературы, всего 285 страниц текста, созданного пакетом программ компьютерной системы типографского набора КЩК, включая 115 рисунков и библиографию из 251 наименований.

Основные результаты проведенной работы:

1. Для проведения исследований по измерению полного пробега и профиля энерговыделения пучка тяжелых ионов в твердом веществе была разработана оригинальная методика "толстой мишени"с использованием калориметра проходного типа. Методика позволяет проводить прецизионное измерение полного пробега пучка ионов с энергией выше 10 МэВ/а.е.м. с точностью 1 — 3%. Тестирование разработанной методики на пучках протонов показало высокую точность измерений. Ошибка измерений не превышала ~ 1%.

Кроме того, поскольку разработанный калориметр проходного типа имеет абсолютную калибровку, то это позволяет проводить абсолютное измерение удельного энерговыделения пучка ионов в мишени. Точность измерения удельного энерговыделения определяется точностью калибровки, в данной работе ошибка измерения составляла 10%.

Таким образом, на основе созданной методики было впервые проведено систематическое измерение полного пробега и профиля энерговыделения пучков тяжелых ионов U, Au, Ni с энергией в диапазоне от ЮОдоЮОО МэВ/а.е.м. в твердых мишенях, изготовленных из А1, Си и Fe. Проведенное сравнение экспериментальных результатов с результатами численного моделирования по существующим кодам: TRIM, ATIMA, SHIELD, показывающее расхождение до 15%, указывает на необходимость уточнения используемых программ на полученные экспериментальные результаты.

Полученные экспериментальные данные по полному пробегу и профилю энерговыделения являются основой для проведения численного моделирования процесса взаимодействия интенсивных ионных пучков с веществом для экспериментов по физике высокой плотности энергии в веществе на тяжелоионном ускорительно-накопительном комплексе ТВН-ИТЭФ и создаваемой тяжелоионной установке FAIR, ГСИ, Дармштадт.

2. На основе разработанной методики, впервые проведено экспериментальное исследование влияния пористости мишени на полный пробег и профиль энерговыделения пучка ионов урана с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. в мишени, изготовленной из пористого углерода, различной плотности 1.7, 1.1 и 0.2 г/см3.

Проведенные измерения показали, что при уменьшении плотности мишени до 10 раз от нормальной плотности: наблюдается тенденция к увеличению длины пробега в единицах г/см2, что согласуется с результатами ранее проведенных сравнительных экспериментов по измерению dE/dx на фольгах и сплошной мишени; ширина Брэгг - пика возрастает при увеличении пористости вещества мишени.

Кроме того, проведено измерение профиля энерговыделения в сложной мишени, моделирующее поглотитель пучка в мишенях ИТС на пучках тяжелых ионах. Мишень состояла из вставки, изготовленной из тяжелого элемента (Bi или Та), поглощающей примерно 30 % энергии ионного пучка, и конвертора из легкого материала. Экспериментальные результаты показали, что вставка существенно не изменяет форму кривой энерговыделения dE/dx в конверторе.

Полученные экспериментальные данные являются основой для проведения численного моделирования взаимодействия интенсивных пучков тяжелых ионов с конвертором в термоядерной мишени ИТС.

3. В результате проведенного измерения энергетических потерь протонов с энергией 1 МэВ в водородной плазменной мишени газового разряда, получена величина Кулоновского логарифма взаимодействия на свободных электронов, которая составляет Ь$е = 14.9±2.8. Экспериментальный результат находится в согласии с теоретическими выводами Ларкина:Ь/е = — 12.48 Таким образом, в пределах экспериментальной ошибки, не найдено противоречия между теорией и экспериментом в торможении быстрых точечных зарядов в низкоплотной плазме.

В настоящее время разрабатывается два основных сценария облучения термоядерной мишени: первый — прямое вложение энергии ионов в оболочку мишени; второй — облучение конвертора, преобразующего энергию пучка в излучение с температурой 200—300 эВ , с последующим воздействием этого излучения на оболочку мишени. В обоих типах термоядерных мишеней пучок поглощается оболочкой, содержащей низкоплотные слои из материала с низким 2 [141], которые полностью ионизуются при облучении. Следовательно, моделирование торможения ионов в плазме есть ключевой момент в конструировании мишени для инерциального термоядерного синтеза. Итак, формула Ларкина для тормозной способности свободных электронов плазмы получила экспериментальное подтверждение. Энергетические потери быстрых протонов, могут быть использованы в качестве диагностики плазмы в экспериментах подобного рода.

4. Разработана новая методика диагностики плотности свободных электронов, п/е в полностью и частично ионизованном веществе. В предложенной схеме для нахождения величины электронной плотности п/е используют экспериментальные данные по тормозным потерям протонов в плазме в совокупности с термодинамическими расчетами ионизационного равновесия и экспериментальными измерениями температуры и давления плазмы. Для проведения практической реализации разработанной методики рассмотрены требования, накладываемые на параметры пучка протонов и параметры плазменной мишени. С учетом этих требований, в качестве исследуемого объекта была выбрана плазменная мишень на базе КРИС.

Разработана и отлажена новая диагностическая система для измерения давления в плазме на базе интерферометра Майкельсо-на. Проведены экспериментальные измерения давления в плазме КРИС для капилляров разных диаметров с временным разрешением 50 не. Максимальное давление в капилляре составило 550 атм., 380 атм. и 240 атм. для диаметров канала 1.5 мм, 2 мм и 3 мм, соответственно.

Проведены систематические измерения потерь энергии протонов в диапазоне 3—6 МэВ в частично - ионизованной углеродно - водородной плазме КРИС. Плотность вещества варьировалась в диапазоне (2.5 — 5.5) ■ 10~4 г/см3, а плотность свободных электронов плазмы (2 — 6) • 1019 см-3. Исследования торможения протонов и ионов для протяженной плазмы со столь высокой линейной электронной плотностью (nfe4 = (1—3)-1020 см-2) ранее не проводились. В зависимости от методики измерений и величины тормозных потерь протонов, погрешность экспериментальных данных составляла от 3 до 17 %. При проведении сравнения результатов экспериментов с расчетами тормозной способности холодного полиэтилена той же плотности, проведенными по программе SRIM - 98, обнаружены различия 20 -50 % в зависимости от начальной энергии протонов. Показано, что различие в тормозной способности холодного и ионизованного вещества обусловлено исключительно наличием свободных электронов в плазме, (эффективный заряд для протонов Zeff — 1 с энергией > 1 МэВ ). Полученные экспериментальные результаты могут служить основой для последующих измерений эффективного заряда тяжелых ионов в плазме КРИС.

Разработанная методика определения плотности свободных электронов в ионизованном веществе была впервые применена для диагностики плазмы КРИС. Наличие экспериментальных данных по энергетическим потерям протонов в широком диапазоне энергий в мишени с одинаковыми параметрами плазмы позволило определить плотность свободных электронов для каждого случая в отдельности. Полученные результаты хорошо согласуются друг с другом в пределах погрешности эксперимента. Рассмотрены возможные пути снижения погрешности определения электронной плотности п/е, которые позволяют довести ее значение до 5%.

Рассмотрены условия и возможные ограничения применимости разработанной методики определения плотности свободных электронов для решения различных задач Физики плазмы и ИТС. Продемонстрировано, что для проведения диагностики необходимо выбирать энергию Е0 тестового пучка протонов так, чтобы тормозные потери в мишени не превышали О.ЗЕо. В этом случае процесс изменения энергии в мишени легко учитывается простой линейной аппроксимацией. Для того, чтобы погрешность определения плотности свободных электронов в полностью и частично ионизованной плазме, возникающая в результате использования нерелятивистского определения кинетической энергии, не превышала 2%, следует использовать пучки протонов с начальной энергией не выше 20 МэВ. Так, например, для плазмы легких элементов, представляющей интерес для ИТС на пучках тяжелых ионов, протоны с энергией 20 МэВ позволяют измерить плотность свободных электронов вплоть до величины п/е • I ~ 2 • 1022 см-2. Представленные в работе результаты делают разработанную методику чрезвычайно привлекательной для диагностики плотной плазмы в случаях, когда п^е> Ю20 см-3, то есть в области, где применение других методов диагностики плотности свободных электронов в плазме чрезвычайно затруднено. Отсутствие экспериментальных данных о применимости формулы Бете - Ларкина для описания торможения протонов в неидеальной плазме не позволяет пока говорить о применимости предлагаемой методики определения плотности свободных электронов в области, где параметр неидеальности больше 1.

5. Проведено систематическое экспериментальное исследование взаимодействия пучков тяжелых ионов с плазмой позволившее разделить влияние эффектов увеличения заряда ионов в плазме и эффекта взаимодействия со свободными электронами плазмы на увеличение энергетических потерь ионов.

Проведено измерение энергетических потерь пучков протонов и тяжелых ионов С, Кг, РЬ, и с энергией 3.6 — 11.4 МэВ/а.е.м. в плазменной мишени на основе КРИС, с плотностью свободных электронов в диапазоне 1019 см-3 — 5 • 1019 см~3и температурой ~ 3 эВ.

Использование одной и той же плазменной мишени при измерении тормозных потерь протонов и ионов, имеющих одинаковую скорость, позволило впервые определить значения среднего эффективного заряда пучка ионов в процессе торможения на основе сравнения полученных экспериментальных данных де// = у/8г(у)/8р(у), где 8г(у) - тормозная способность тяжелого иона с атомным номером Zь и скоростью V , 8р(у) - тормозная способность для протонов, имеющий скорость V.

Проведено сравнение среднего эффективного заряда ионов со средним зарядом пучка ионов на выходе из плазменной мишени. Величина среднего заряда на выходе из плазменной мишени для всех типов измеренных ионов и диапазонов энергий совпадает в пределах экспериментальных ошибок с полуэмпирической формулой Бетца ([^ = 1 — ехр(-0,555 • Уг) [114], выведенной для холодного газа, что объясняется достаточно низкой степенью ионизации плазмы.

Энергетические потери тяжёлых ионов в плазме, наблюдаемые в эксперименте, существенно превосходят ожидаемые расчётные потери энергии для эквивалентного холодного газа, выполненные по программе 8ШМ2003 [26], что объясняется увеличением тормозной способности плазмы по сравнению с холодным веществом за счёт взаимодействия ионов со свободными электронами плазмы. Таким образом, зафиксирован эффект увеличения энергетических потерь ионов в плазме по сравнению с холодным веществом, обусловленный взаимодействием со свободными электронами плазмы.

На основе экспериментальных данных по энергетическим потерям и зарядовому распределению пучков ионов 238[/28+ и 238[/76+ (с энергией Ео = 11.5 МэВ/а.е.м.), на выходе из плазменной мишени, установлено влияние значения начального заряда иона на величину тормозных потерь. Полученные значения среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе д = 63 ± 0.5 для ионов 238[/76+ и д = 64.5 ± 0.5 для ионов ши28+ в свою очередь указывают на влияние тормозных потерь ионов на величину среднего равновесного заряда пучка ионов на выходе из мишени.

Проводилось сравнение экспериментальных данных с расчетными значениями, полученными решением системы уравнений скоростей ионизационно - рекомбинационных процессов во взаимосвязи с уравнением энергетических потерь иона в процессе его замедления. В целом следует отметить, что расчётные сечения процессов ионизации и рекомбинации описывают экспериментальные данные только качественно, для количественного описания эксперимента требуется калибровка программ расчёта сечений на полученные в эксперименте значения.

6. Создана уникальная экспериментальная установка, объединяющая компактный взрывной плазменный генератор и ускоритель заряженных частиц.

Впервые проведено измерение энергетических потерь протонов с энергией 3 МэВ при взаимодействии с плотной неидеальной плазмой.

Зарегистрированное отличие тормозной способности неидеальной плазмы от идеальной, принципиально может объясняться наличием эффекта неидеальности. Однако для подтверждения высказанных предположений требуется проведение дополнительных экспериментов по взаимодействию ионов в широком диапазоне энергий с плотной неидеальной плазмой.

7. Разработана оригинальная экспериментальная схема и проведено измерение общей энергии вторичных частиц (ренгеновское излучение, нейтроны, гамма-излучение, ¿-электроны, ядерные осколки), выносимых через боковую поверхность цилиндрической мишени при воздействии интенсивного пучка ионов урана [/76+ с энергией 100 — 300 МэВ/а.е.м. энергии вторичных частиц, генерируемых из области взаимодействия пучка ионов с веществом в цилиндрической геометрии. В качестве детекторов были использованы калориметры, имеющие абсолютную калибровку.

Проведеный анализ вторичных процессов при взаимодействии пучка ионов с тяжелыми мишенями показал, что вторичное тормозное излучение будет преобладать над первичным. Причем, доля энергии, приходящаяся на этот вид излучения, может достигать уже нескольких процентов от полного энерговложения. Однако, следует отметить, что основной вклад в указанную величину в данном случае вносят низкоэнергетичные фотоны, порожденные большим количеством 5 -электронов с невысокими энергиями. Их пробег также невелик, и большая часть энергии возвращается в мишень вблизи области взаимодействия, что подтверждается полученными экспериментальными результатами.

Несмотря на то, что в проведенных измерениях нельзя выделить вклад в предпрогрев от каждого вида вторичного излучения в отдельности, полученные экспериментальные результаты по степени предпрогрева могут стать отправной точкой при численном моделирование процесса имплозии мишени с учетом эффекта преднагрева.

1. N. Bohr, Phys. Rev., 59, (1941) 270.

2. N. Bohr, Phys. Rev., 58, (1940) 654.

3. H.A. Bethe, Ann. d. Physik 5, (1930) 325.

4. K.Mima et al., Experimental Research on Fast Ignition, Inertial Fusion Science and Application 99, C.Labaune, W.Hogan,K.Tanaka eds, ELSEVIER (2000), 381.

5. Кошкарёв Д.Г., Чуразов М.Д., Инерционный термоядерный синтез па базе тяжелоионного ускорителя- драйвера и цилиндрической мишени, Атомная энергия, т.91,вып. 1, июль 2001,стр. 47-54.

6. G. Logan, HIF 2002, L&PB 2002, N3.

7. Koshkarev DG Heavy ion driver for fast ignition LASER AND PARTICLE BEAMS 20 (4): 595-597 DEC 2002

8. Medin SA, Churazov MD, Koshkarev DG, Sharkov BY, Orlov YN, Susiin VM. Evaluation of a power plant concept for fast ignition heavy ion fusion LASER AND PARTICLE BEAMS 20 (3): 419-422 SEP 2002

9. V.S. Khoroshkov, E.I. Minakova, Eur. J. Phys., v.19 (1998) 523.

10. Y. Hirao,H. Ogawa, et. al., Heavy Ion Synchrotron for Medical Use., Nuclear Physios, A538, (1992) 541.

11. J. Lindl "Development of the Indirect-Drive Approach to Inertial Confinement Fusion and the Target Physics Basis for Ignition and Gain", UCR-JC-119015, L-19821-1, Preprint LLNL.

12. Дж. Дюдерштадт, Г. Мозес, "Инерциальный термоядерный синтез" Москва, Энергоатомиздат, 1984.

13. An International Accelerator Facility for Beams of Ions and Antiprotons. Conceptual Design Report, GSI, 2001

14. Henning W The GSI project: An international facility for ions and antiprotons NUCLEAR PHYSICS A 734: 654-660 APR 5 2004

15. B.Sharkov, D.Koshkarev, M.Basko, N.Alekseev, P.Zenkevich, A.A.Golubev Heavy ion Fusion activités at ITEP. NIM-A (1998) v.415, N 1+2, pp.20-26

16. B.Yu.Sharkov, N.N.Alexeev,M.D.Churazov, A.A.Golubev, D.G.Koshkarev, P.R.Zenkevich. Heavy ion fusion energy program in Russia. NIM-A(2001), 1-3, pp. 1-5

17. W.J. Hogan (ed.), Energy From Inertial Fusion, IAEA, Vienna (1995).

18. J.Lindl, Inertial Confinement Fusion, Springer,NY 1998.

19. National Academy of the Sciences Review of the Department of Energy's Inertial Confinement Fusion Program, Final Report (National Academy Press, Washington, DC, 1990).

20. R. Rames, S. Atzeni et. al., Europen fusion target work, NIM-A, 464 (2001) 45.

21. Yu.A. Romanov, V.V. Vatulin (VNIIEF). Results of investigations conducted by VNIIEF on a problem of heavy ion thermonuclear fusion. International Symposium on Heavy Ion Inertial Fusion, Princeton, USA, (1995).

22. G.N. Remizov, V.V. Vatulin, R. Bock et al., Nucl. Instr. And Meth. B, V. 415, №3, 139 (1998).

23. D.A.Callahan-Miller and M. Tabak Phys.Plasmas (2000), 7, 2083.

24. M. Tabak, D. Callahan-Miller, D.D.-M. Ho, G.B. Zimmerman, Nuclear Fusion 38 (1998) 509.

25. J.F. Ziegler, J.P. Biersack, U. Littmark, The Stopping and Range of Ions in Solids, vol.1 (Pergamon, New York, 1985).

26. H.D. Betz, Rev. Mod. Phys., vol.44, (1972) 465.

27. T. Peter, Ju. Meyer-ter-Vehn, Phys. Rev. A, v. 43, (1991) 1998.

28. M.M. Баско, Физика плазмы 10 (1984) 1195; Sov. J. Plasma Phys. 10 (1984) 689 (English translation).

29. F. Hubert, R. Bimbot, H. Gauvin, Atomic Data and Nuclear Data Tables 46 (1990) 1.

30. R. Bimbot, S. Della-Negra, D. Gardes, et al., Nucl. Insrum. Methods 153 (1978) 161.

31. L.C. Northcliffe, R.F. Schilling, Nuclear Data Tables A 7 (1970) 233.

32. D.H.H. Hoffmann, K. Weyrich, H. Wahl, D. Gardes, R. Bimbot, C. Fleurier, Phys. Rev. A 42 (1990) 2313.

33. D. Gardés, M. Chabot, M. Nectous, G. Maynard, C. Deutsch, I. Roudskoy, Nucl. Instr. and Meth. A 415 (1998) 698.

34. M. Roth, С. Stöckl, W. Süss, О. Iwase, R. Bock, D.H.H. Hoffmann, M. Geissei, W. Seeling, Europhys. Lett. 50 (2000) 28.

35. D.H.H. Hoffmann, K. Weyrich, H. Wahl, Th. Peter, J. Meyer-ter-Vehn, J. Jacoby, R. Rimbot, D. Gardes, M.F. Rivet, M. Dumail, С. Fleurier, A. Sanba, С. Deutsch, G. Maynard, R. Noll, R. Haas, R. Arnold and S .Maurmann. Z. Phys. A 30 (1988) 339.

36. D.H.H. Hoffmann, K. Weyrich, H. Wahl D. Gardes, R. Bimbot, C. Fleurier, Z. Phys. D 16 (1990) 229.

37. K.-G. Dietrich, D.H.H. Hoffmann, E. Boggasch J. Jacoby, H. Wahl, M. Elfers, C.R. Haas, V.P. Dubenkov, A.A. Golubev, Phys. Rev. Lett. 69 (1992) 3623.

38. M. Chabot, D. Gardes, P. Box et al., Phys. Rev. E, V.51, № 4, 3504. (1995).

39. M. M. Basko Magnetized implosions driven by intense ion beams. Physics of Plasma V. 7, N. 11, 2000

40. H. Бор, Прохождение атомных частиц через вещество., М. (1950).

41. N. Bohr, J. Lindhard, Dan. Mat. Fys. Medd. 28 (7) (1954).

42. W.H. Barkas, J. W. Dyer, H.H. Heckman, Phys. Rev. Lett., 11, 26, (1963)

43. J. Lindhard, A.H. S0rensen, Phys. Rev. A 53, (1996) 2443.

44. W.T. Scott, Rev. Mod. Phys. 35, 231, (1963).

45. А.И. Ларкин, ЖЭТФ, т.37, (1959) 264.

46. H. Bichsei, in A.I.P. Handbook, edited by D.E. Gray, (McGraw-Hill, New-York), 8, (1972)

47. J.M. Anthony and W.A. Lanford, Phys. Rev. A 25, 1868, (1982).

48. S.P. Ahlen, Rev. Mod. Phys. 52, (1980) 121.

49. P. Sigmund, Nucl. Instr. and Meth. В 135, (1998) 1.

50. Т. Hamada, Austral. J. Phys., 31, 291, (1978).

51. D.S. Gemmel, Rev. Mod. Phys. 46, 129, (1974)

52. Л.Д. Ландау, E.M. Лифшиц, "Электродинамика сплошных сред", Наука, 1991

53. R.M. Sternheimer and R.F. Peierls, Phys. Rev. В 3, 3681, (1971).

54. W.H. Barkas, W. Birnbaum, and F.M. Smith, Phys. Rev. 101, 778, (1956).

55. J. Lindhard, Nucl. Instrum. and Methods 132, 1, (1976).

56. J.D. Jackson, and R.L. McCarty, Phys. Rev. В 6, 4131, (1972).

57. F. Bloch, Ann. der Physik 16, 285 (1933).

58. Л.П. Пресняков, В.П. Шевелько, Р.К. Янев, Элементарные процессы с участием многозарядных ионов., М.:Энергоатомиздат, (1986).

59. C.L. Cocke, R.E. Olson, Phys. Rep., vol.205, (1991) 153.

60. R.K. Janev (Ed.), Atomic and Molecular Processes in Fusion Edge Plasmas., NY:Plenum Press, (1995).

61. D. Habs, Nucl. Instr. Meth. B, vol.43, (1989) 390.

62. W.N. Spjeladvik, Space Sei. Rev., vol.23, (1979) 499.

63. B.C. Николаев, УФН, т.85 (4), (1965) 6.

64. P.H. Mokier, Th. Stöhlker, Adv. At. Mol. Opt. Phys., vol.37, (1996) 297.

65. K.W. Hill and E. Merzbacher, Phys. Rev. A 9, 156, (1974).

66. H.H.Andersen and J.F. Ziegler, "Hydrogen Stopping Powers and Ranges in all Elements", Pergamon, New York, 1977.

67. T.A. Mehlhorn, J. Appl. Phys. 52, 6522, (1981).70 71 [727374 757677 7879

68. J.N. Olsen and T.A. Mehlhorn, J. Appl. Phys. 58, 1251 (1985).

69. H. Tawara, Report NIFS-DATA-42, Nagoya, Japan (1997).

70. K.G. Dietrich, Untersuchung des Energieverlustes und des Ladungszustands von Hoch energetischen Schwerionen in einem Wasserstoffplasma. GSI-Report, 9124, July 1991.

71. J. Jacoby, Untersuchungen der Eigenschaften von Materie bei hoher Energiedichte mit Ionenstrahlen. Habilitationschrift, Universität Erlangen-Nürnberg, 1998.

72. N.O. Lassen, Dan. Mat. Fys. Medd. Dan. Vid. Selsk 26 (5 and 12) (1951).

73. H. Schopper (Ed.), Advanced of Accelerator Physics and Technologies, World Scientific, 1993.

74. H. Folger (Ed.), Heavi Ion Targets and Related Phenomena (special issue), Nucl. Instr. and Meth. A 282 (1989).

75. H. Folger, Nucl. Instr. and Meth. A 438 (1999) 131.

76. H.H. Andersen, A.F. Garfinkel, C.C. Hanke, H. S0rensen, Dan. Mat. Fys. Medd. Dan. Vid. Selsk 35 (4) (1966).

77. Th. Schwab, H. Geissei, P. Armbruster et al., Nucl. Instr. and Meth. B 48 (1990) 69.

78. S. Ouichaoui, E. Hourani, L. Rosier et al.,Nucl. Instr. and Meth. B 164-165 (2000) 259.

79. H. Geissei et al., Nucl. Instr. and Meth. 194 (1982) 21.

80. R. Bimbot et al, Nucl. Instr. and Meth. B 44 (1989) 1, 19.

81. C. Fleurier et al., Nucl. Instr. and Meth. B 61 (1991) 236.

82. M. Chabot, M. Nectoux, D. Gardes et al., Nucl. Instr. And Meth. B, V. 415, №3, 571, (1998).

83. D. Gardes, G. Maynard, G. Belyaev, I. Roudskoy, Nucl. Instr. and Meth. B 184 (2001) 458.86 87 [88 [8990 91 [9293 9495 9697