СПОСОБ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ЯДЕРНОЙ ЭНЕРГИИ (ЭНЕРГИИ РАДИОАКТИВНОГО РАСПАДА И/ИЛИ ДЕЛЕНИЯ) В ОПТИЧЕСКУЮ ЭНЕРГИЮ И УСТРОЙСТВО ДЛЯ ЕГО ОСУЩЕСТВЛЕНИЯ

Изобретение относится к квантовой электронике и может быть использовано для трансформации ядерной энергии (энергии частиц при радиоактивном распаде изотопов и изомеров и энергии осколков деления) в световой поток узкого спектра с последующим его использованием для накачки активной среды лазера с получением выхода энергии луча с высоким КПД преобразования.

Известно, что при прохождении продуктов ядерной реакции через вещество, происходит передача энергии от этих продуктов частицам вещества, при этом энергия, так называемого, ионизирующего излучения (ядерной частицы), расходуется в процессе столкновений на ионизацию вещества и на излучение при разных видах рассеяния и переходах электронов возбужденных уровней. Для разных частиц и их энергий процесс замедления в веществе происходит по разным законам. Подавляющая доля энергии при ядерных реакциях приходится на заряженные частицы: электроны и позитроны при бета-распаде, ядра гелия-4 при альфа-распаде и осколки деления - при делении ядра нейтронами. Нейтральные частицы, за исключением гамма-квантов, большого влияния на процесс ионизации не оказывают и взаимодействуют, в основном, с ядрами атомов путем рассеяния при столкновении.

В процессе движения частиц в веществе одной из важнейших характеристик является длина свободного пробега частиц или экстраполированная длина пробега, которая зависит от вида частиц, их начальной энергии и свойств вещества. По своей сути, это расстояние, которое проходит частица в таком веществе до полной потери начальной энергии. В таблице 1 представлены экстраполированные значения пробегов электронов (в см) в некоторых веществах в зависимости от их энергии.

По мере продвижения в веществе частица расходует свою энергию на возбуждение атомных уровней этого вещества, которые в свою очередь, при обратном переходе электронов излучают электромагнитные волны. По мере замедления начинают превалировать процессы ионизации окружающего вещества с рождением вторичных частиц-электронов, которые, в свою очередь, теряют энергию на торможение по тому же принципу и, в конечном итоге, рекомбинируют с ранее ионизованными атомами также с выходом излучения. В большинстве случаев при прохождении ядерных частиц в глубине вещества процесс их торможения приводит к его нагреву, таким образом, почти все излучение (в том числе, энергия ядерной частицы) преобразуется в тепло.

Вместе с тем, в случае использования ядерной энергии для накачки лазеров возникает проблема следующего характера. Наиболее эффективной для концентрации энергии является твердая активная среда лазера. Это бесспорно в связи с высокой концентрацией атомов в твердом теле. Ядерные источники энергии также самые мощные по соотношению кВт/кг и кВт/литр на сегодняшний день. Однако совместить оба эти преимущества в целях наилучшей накачки для мощных и компактных лазерных устройств до сего дня не представлялось возможным. Ядерная энергия имеет очень жесткий спектр и губительно действует на матрицу твердотельного (или волоконного) лазера. Известны газовые лазеры с ядерной накачкой. Однако они имеют огромные размеры при невысокой мощности, а энерговклад в активную среду по ряду непреодолимых технических причин не превышает 35 Дж/литр. Наиболее же перспективным способом накачки твердотельных (и волоконных) лазеров на сегодня считается светодиодный (по примеру YAG-лазеров). Но этот метод накачки сопряжен с электропитанием системы, имеет невысокий КПД (теоретический предел 20%) и требует для мощного лазера большой подведенной мощности электропитания. Это опять возвращает проблему к преобразованию первичной энергии (в данном случае ядерной) в электричество традиционными путями. Кроме этого, лазеры с накачкой от электричества имеют, так называемую, LC-проблему. L - это индуктивность зарядного контура батарей, а С - емкость. От этих параметров зависит время зарядки и разрядки аккумуляторов, питающих лазер.

Из общего уровня техники известен класс веществ, обладающих способностью излучать свет при поглощении ионизирующего излучения (ядерной частицы) - гамма-квантов, электронов, альфа-частиц, осколков деления и т.д. - так называемые сцинтилляторы. Традиционно сцинтилляторы используют исключительно в качестве детекторов частиц (сцинтилляционные детекторы ядерных излучений). В сцинтилляционном детекторе свет, излученный при сцинтилляции, собирается на фотоприемнике (как правило, это фотокатод фотоэлектронного умножителя (ФЭУ). значительно реже используются фотодиоды и другие фотоприемники), преобразуется в импульс тока, усиливается и записывается той или иной регистрирующей системой. Количество фотонов, излучаемых сцинтиллятором при поглощении определенного количества энергии (обычно 1 МэВ) называют световыходом. Большим световыходом считается величина 50-70 тыс.фотонов на МэВ. На сегодняшний день получены материалы на базе кристаллов иодида стронция, допированных церием, тербием, неодимом, европием с фотонным выходом до 120000, и конверсионной способностью до 34% по первичной энергии. Большую перспективу показывают исследования керамик на гадолинии, а также металл-органических пластиков. (Голошумова А.А. Диссертация к.т.н., «Институт геологии и минералогии Сибирского отделения РАН им. В.С. Соболева», 2016).

При прохождении ядерных частиц в сцинтилляторе в результате их торможения часть энергии преобразуется в излучение, которое может покинуть вещество даже при значительной глубине трека частицы. Доля этого излучения зависит от многих факторов. Для повышения световыхода и создания узкого спектра излучения движущейся частицы используют так называемые активированные сцинтилляторы. В этом случае в матрицу основного вещества вводят легирующие атомы (ионы). По треку движущейся частицы, особенно тяжелого многозарядного иона образуется плазма (плазмоны), через которые от матрицы основного вещества энергия передается атомам активатора, и они в свою очередь высвечивают фотоны определенной длины волны с некоторым уширением спектра.

Частицы разной природы, но с одинаковой энергией при поглощении в сцинтилляторе, дают различный световыход. Частицы с высокой плотностью ионизации (протоны, альфа-частицы, тяжелые ионы, осколки деления) дают в большинстве сцинтилляторов меньшее количество фотонов, чем гамма-кванты, бета-частицы, мюоны или рентген, при этом отношение световыхода данного типа частиц к световыходу гамма-квантов с равной энергией называется квенчинг-фактором (от англ. quenching - «тушение»).

Электроны высоких энергий (до энергий порядка рождения пар) почти всю свою энергию расходуют на образование излучения в сцинтилляторе и квенчинг-фактор у них порядка единицы. Осколки деления - это тяжелые (порядка 80-140 а.е.м.) многозарядные (Z порядка 40-50) ионы с удельной первичной энергией около 1 МэВ/нуклон. Такие ионы оставляют яркий толстый след в сцинтилляторе, окруженный «метлой» - ливнем вторичных ионизационных электронов, оставляющих свои треки. Несмотря на то, что квенчинг осколков деления в неорганических сцинтилляторах не более 25%, а в органических всего около 5%, по закону сохранения энергии остальная ее доля при торможении приходится именно на ионизацию и излучение при торможении вторичных частиц - электронов. Таким образом, без учета тепловых потерь при низких и сверхнизких энергиях в конце торможения и на поглощение в матрице, а также при незначительном излучении самой матрицы по сравнению с активаторами, большая доля энергии осколка деления преобразуется в конечном итоге в излучение узкого спектра. То есть имеет смысл говорить об интегральном квенчинг-факторе, который оценочно и с учетом выноса энергии вторичными нейтронами деления составит около 80%. Следует отметить, что сцинтилляторы могут выдавать и мультичастотный спектр при легировании атомами нескольких химических элементов. В отличие от применения сцинтилляторов в качестве детектора, где место, скорость рождения фотонов и их поглощение самими активаторами имеют принципиальное значение, здесь имеет смысл только суммарный выход энергии в заданном спектре, то есть некое интегральное значение.

Таким образом, по мнению авторов, применение активированного сцинтиллятора в совокупности с замешенным в него или нанесенным на него слоем ядерного материала, излучающего самостоятельно и/или при облучении из внешнего источника ядерные частицы, позволит получить преобразованный с высоким КПД поток световой энергии узкого спектра, используемый для накачки активной среды лазера. В качестве аналогов подобного метода преобразования могут быть упомянуты технические решения по патентам РФ №№2247451 и 2295184. Первым принципиальным отличием заявленного решения от представленных в указанных патентах является более общий подход к преобразованию первичной ядерной энергии и ее использование для накачки лазерных уровней. Вторым принципиальным отличием является использование в качестве первичного источника энергии более широкого спектра ядерных реакций, включая деление ядер, что позволяет управлять процессами энерговыделения и получать гораздо большие мощности устройств, а также избегать паразитного разогрева устройств во время их остановки вне зависимости от их дизайна и конструктивных особенностей. И третьим принципиальным отличием является способ размещений ядерного топлива в сцинтилляторе. Это может быть как взвесь диспергированных частиц с диаметром менее примерно 1/5 длины волны излучаемого спектра, так и длинные волокна приблизительно такого же диаметра в концентрациях, не ухудшающих оптических свойств среды, или тонкие чередующиеся слои напыления ядерного материала и более толстые сцинтиллятора. Но также может быть использовано и частичное или полное замещение некоторых атомов матрицы или активатора сцинтиллятора атомами ядерного топлива (изотопами) при условии химического сродства этих атомов или замены обычного атома на его (рабочий, дающий первичную энергию) изотоп. Примером может служить сродство актиния-228 и лантана. То тесть, в содержащем лантан сцинтилляторе возможно его замещение изотопом актиния; или замещения стронция в кристалле иодида на изотоп стронций-90. И по аналогии - использование топливных изотопов урана-235(233) и плутония - 239 в сцинтилляторах со сродными элементами, например, «светящиеся» урановые стекла. Аналогичное решение авторами предложено в патенте №2694362 от 12.07.2019 г.

Таким образом, задачей, решаемой при создании заявленного способа, является возможность использования самораспадающихся (радиоактивных) материалов, делящегося ядерного топлива и т.п. для получения оптической энергии лазерного излучения, в частности, в возможности использования для этих целей сравнительно дешевых источников ядерной энергии, в том числе, отходов ядерного производства и пр. Технический результат, достигаемый при решении поставленной задачи, состоит в возможности увеличения КПД преобразования энергии ядерного излучения в энергию потока фотонов узкого спектра, при одновременной возможности существенного уменьшения размеров подобных преобразователей, увеличения срока их службы и снижения себестоимости.

Для достижения поставленного результата предлагается способ получения когерентной лучистой энергии, при котором обеспечивают прохождение ядерных частиц через, по меньшей мере, один слой активированного сцинтиллятора с получением накачивающего излучения узкого спектра или нескольких узких спектров в диапазоне от инфракрасного (ПК) до ультрафиолетового (УФ) и последующим преобразованием полученного накачивающего излучения в энергию когерентного лазерного излучения, включающий расположение активированного сцинтиллятора на некотором расстоянии до активной среды лазера в твердом или жидком агрегатном состоянии и передачу упомянутого накачивающего излучения из активированного сцинтиллятора до активной среды лазера через градиентный волновод с введением этого излучения через боковую поверхность волновода частично или по всей его длине и/или через его торцевую поверхность.

Для достижения поставленного результата предлагается также преобразователь ядерной энергии (энергии радиоактивного распада и/или энергии деления атомных ядер) в энергию когерентного лазерного излучения (ядерный фото-преобразователь энергии), содержащий, по меньшей мере, один слой активированного сцинтиллятора с, по меньшей мере, одной излучающей поверхностью, в контакте с которой расположен градиентный волновод, связанный с активной средой лазера в твердом или жидком агрегатном состоянии, с частотой накачки, ниже или близкой к наиболее вероятной частоте узкого спектра излучения активированного сцинтиллятора, при этом в слой активированного сцинтиллятора внедрено ядерное топливо в виде гранул и/или волокон, и/или такой слой расположен в контакте с, по меньшей мере, одним слоем ядерного топлива и/или атомы ядерного топлива замещают сродные им химические элементы в составе самого сцинтиллятора.

Дальнейшее раскрытие технической осуществимости заявленной группы иллюстрируется следующими фигурами:

на фиг. 1 показан процесс захвата излучения из сцинтиллятора таким градиентным волноводом;

на фиг. 2. приведенная схема одного из возможных вариантов технического решения градиентного волновода;

на фиг. 3 схема одного из базовых вариантов реализации заявленного способа. В рамках заявленной группы изобретений для накачки активной среды (АС) лазера необходимо добиться насыщения лазерных уровней свыше 50% от их концентрации в АС за времена порядка жизни этого уровня. Наиболее перспективной авторы считают применение стеклянной легированной лазерными ионами активной среды, позволяющей получать изделие любой формы в широком диапазоне объемов и с широким спектром концентраций легирования вплоть до 10% массовой доли (см. продукцию «Лыткаринского завода оптического стекла», «Швабэ»). Однако это не снимает проблему быстрой подачи значительного количества энергии (определенного энерговклада) в АС малого объема (высокой концентрации лазерных атомов). В существующих на данный момент технических решениях для твердых сред (ламповая, диодная, солнечная накачка) существует парадигма, заложенная со времен рубиновых лазеров с ламповой накачкой. Теоретически и экспериментально установлен факт, что для достижения инверсии плотность мощности излучения, подаваемого в рубиновый кристалл (гранат, стекло, керамику или волокно с близким содержанием лазерных уровней) сопоставимо с плотностью мощности разряда в ксеноновой лампе, а размер накачивающего устройства примерно равен размеру АС. Так, для рубиновой АС требуется плотность мощности накачки порядка 1000-10000 Вт/см³ при времени вспышки порядка 1 мс. Энерговклад порядка 1-10 Дж/см³ (Ю.В. Байбародин, Основы лазерной техники).

Ядерные реакции (особенно реакция деления) вполне может обеспечить подобные энерговклады и даже мощности как в режиме вспышки (цуговая накачка), так и в стационарном варианте накачки. Однако возникает проблема накачивающего устройства - среды сцинтиллятора. Если создать устройство с таким энерговыделением, то среда сцинтиллятора моментально разрушится из-за тепловых перегрузок.

Поэтому для осуществления способа в данном изобретении реализуется конструкция среды накачки с объемом много больше объема АС лазера с удельным энерговыделением порядка 1-10 Дж/см³ (относительно неяркое свечение в объеме сцинтиллятора) и с высокой плотностью мощности в импульсе в объеме АС лазера (те же 1000-10000 Вт/см³ за время импульса 1 мс), но с количеством импульсов порядка 1 в секунду, что даст приведенную по времени тепловую нагрузку на среду не более 1-10 Вт/см³. Тогда остается решить вопрос о транспортировке этого рассеянного по большому объему излучения и его концентрации в малый объем АС лазера. Для этой цели в заявленном устройстве применяется градиентный волновод (или система таких волноводов, чередующихся со слоями сцинтиллятора с внедренным в него ядерным топливом).

Устройство накачки, как один из вариантов дизайна, представляет собой цилиндр большого диаметра D с коаксиально расположенной вставкой малого диаметра d (D>>d) в виде активной среды лазера, АС, ограниченный оптическим резонатором в виде зеркальной поверхности. Пространство между D и d состоим из чередующихся слоев сцинтиллятора с внедренным в него ядерным топливом (опционно с элементами принудительного охлаждения) и градиентными волноводными дисками - плоскими дискообразными градиентными волноводами. У этих волноводов приемной поверхностью излучения является боковая поверхность, внешний торец (кромка) D зеркальный и выходной поверхностью служит только внутренний торец (кромка) малого диаметра d шириной h. Градиент коэффициента преломления направлен от поверхности приема излучения по толщине диска. Каждый слой сцинтиллятора, зажатый двумя такими дисками, представляет собой элемент устройства накачки. Все элементы устройства накачки плотно прижаты сторонами волноводов с максимальным n по всей длине контакта их излучающих внутренних торцов (кромок) со стержнем АС малого диаметра d.

Градиентным волноводом (ГВ) называется (волновод) устройство передачи электромагнитной энергии в виде электромагнитных волн с переменным по сечению коэффициентом преломления. Существуют ГВ со ступенчатым распределением n и с плавным, например, параболическим, секансным или иным другим, заданным функцией n(x,y,z) в общем виде в декартовых координатах или n(r) в часто распространенной цилиндрической геометрии. Суть явления захвата и транспортировки излучения вдоль ГВ описывается законом полного внутреннего отражения. Технически n варьируется за счет легирования прозрачных на заданном интервале оптических частот материалов (стекол, пластиков, кристаллов и керамик) определенными добавками (ионами металлов, боратами, германатами, оксидами церия, празеодима и т.д.). Показатель преломления также существенно зависит от длины волны излучения. Для ближнего и среднего ИК-диапазона (неодимовый лазер) согласно справочным данным, например, промышленно и серийно изготовляемые стекла имеют диапазон n в интервале от 1,45 (фторированный кварц) до 3,05 (ИКС32). Но существуют материалы и с n>4 (керамики, кристаллы и легированные германием стекла). Также существуют материалы с n<1,36 (легирование LiF). (см. Оптические материалы. Часть 2 Учебное пособие для конструкторов оптических систем и приборов; В.А. Зверев, Е.В. Кривопустова, Т.В. Точилина, Санкт-Петербургский национальный исследовательский университет информационных технологий, механики и оптики).

Согласно Дэвиду Бейли и Эдвину Райту (Волоконная оптика. Теория и практика. ISBN 5-9579-0093-1), поскольку волокно цилиндрическое, входящие в волокно лучи образуют конус. Все лучи, входящие в сердечник изнутри этого конуса, будут падать на оболочку под углом больше критического, поэтому смогут благополучно распространяться вдоль волокна. Этот конус называют "конусом приема".

Половина (θ₁) от угла при вершине конуса приема называется "углом приема". Его величина зависит, от показателей преломления сердечника, оболочки и воздуха (причем у воздуха показатель преломления 1) или любого другого материала источника света. Луч света, входящий в сердечник под углом, большим θ₁ будет рассеиваться в оболочке. Луч света, входящий под углом ровно θ₁, будет падать на границу сердечника и оболочки под (критическим) углом θ_C и будет двигаться параллельно этой границе.

Для указания собирательной способности волокна используется специальная мера. Она называется "числовая апертура" (numerical aperture). Числовая апертура представляет собой синус угла приема, то есть:

NA=sin(θ₁).

Ее также можно выразить через множитель коэффициентов преломления волокна.

Если имеются два волокна с одним и тем же диаметром сердечника, но с различными числовыми апертурами, волокно с большей апертурой будет принимать больше световой энергии от источника света, чем волокно с меньшей апертурой. Если есть два волокна с одинаковыми апертурами, но с различными диаметрами, волокно с большим диаметром получит в сердечник больше световой энергии, чем волокно с меньшим диаметром.

Оптические волокна с большими апертурами или диаметрами принимают больше света, чем волокна с меньшими апертурами или диаметрами. Волокна с большими апертурами и диаметрами больше подходят для недорогих передатчиков, таких, как светодиоды, которые не способны концентрировать выходную энергию в узкий когерентный пучок (как лазеры) и излучают под большим углом. Однако недостатком волокна с такими параметрами является большая дисперсия (рассеяние) света, введенного в сердечник, а следовательно, и снижение полосы пропускания волоконной передачи. С другой стороны, волокно с меньшей апертурой или диаметром будет иметь большую полосу пропускания. Это происходит потому, что в сердечник входят относительно параллельные лучи света и их дисперсия вдоль волокна будет меньше. Недостатком же в этом случае является необходимость в более дорогих источниках света (таких, как лазеры), предоставляющих более узкие пучки света, и в более точном выравнивании передатчика и сердечника.

Бэйли и Райт рассматривают случай ввода излучения с торца ГВ при закрытой боковой поверхности защитным кожухом. Чаще всего такую схему используют при накачке волоконных лазеров. Это обусловлено очень малым диаметром ядра волокна, которое является в этом случае АС лазера. Такое волокно одномодовое и имеет очень невысокое отличие коэффициента преломления Δn ~ 0,01, слабо поглощает многомодовое излучение на торце. Но за счет его многократного отражения по длине коаксиального ГВ создается эффект боковой накачки, которая более равномерна.

В нашем случае мы рассматриваем боковой вход излучения в плоский ГВ из сцинтиллятора довольно умеренной интенсивности через плоскости большой площади и его транспортировку волноводом к узкому торцу, который контактирует с твердой АС лазера также по боковой поверхности. В этом случае конус приема вырождается в конус потерь излучения, что очевидно из фиг. 1.

В данном случае точечные источники излучения находятся в пространственно протяженной плоской щели, заполненной сцинтиллятором, между двумя ГВ той же протяженности. При линейных размерах ГВ порядка сотен мм и ширине не более 1 мм краевыми эффектами можно в первом приближении пренебречь. Тогда наш угол входа излучения (захвата) будет находиться в пределах от до и из расчета в половину телесного угла на каждую группу ГВ.

Для волны порядка 0,760 - 1,550 мкм с использованием исключительно стекла как основы ГВ (диапазон n) получим ≈0,88, что соответствует углу ≈ 1,076 радиан. Тогда ≈ 0,5 радиана. При условии равновероятного распределения излучения сцинтилляций это значит, что ГВ увлекает более 2/3 излучения при первом же контакте с ним. Но это не означает, что 1/3 излучения теряется, поскольку:

- возможно изготовление комбинированного ГВ с большим n_max;

- система полностью окружена зеркальным резонатором и чем дольше фотон будет двигаться в среде, тем больше вероятность его рассеяться из углов конуса потерь;

- активаторы сцинтиллятора являются также и поглотителями своего излучения, при этом они же его и переизлучают; иными словами, излучение в сцинтилляторе может претерпевать значительное диффузное рассеяние вследствие череды поглощений и повторных излучений атомами активатора (сама матрица прозрачна) и также захватываться градиентным волноводом при повторном прохождении через него с учетом углов захвата, либо идет на следующую итерацию.

Конструктивно возможен вариант реализации практической схемы заявленного преобразователя, при котором некий объем условно прозрачной упруго рассеивающей излучение среды с источником вспышки (с поглощением и обратным излучением) фотонов, ограниченный зеркальным отражателем и поверхностью стока излучения - боковой поверхностью АС лазера, подобием которой является большая сфера с внутренней зеркальной поверхностью диаметра D, заполненная прозрачным для фотонов веществом с вкраплениями атомов, которые поглощают и через некоторое очень короткое время обратно излучают данные фотоны, и сточное отверстие с диаметром d<<D. Внутри сферы происходит вспышка N фотонов с общей суммарной энергией Е=hν × N. Тогда, за время вспышки t >> τ, где τ=D/C, которое будет зависеть от скорости света в среде С и от d/D - геометрии (t≥τ × [D/d]² и τ≥τ* - время жизни возбужденного состояния при поглощении/излучении фотона активатором), при коэффициенте отражения ~ 1 и коэффициенте потерь в среде близком к 0, все это излучение и вся энергия вспышки выходит через отверстие d за время порядка (1_...2)t, при этом пространственное распределение излучения из отверстия d будет как у исходной вспышки, например, по Пуассону - равномерно в 2π на плоскость перпендикулярно нормали к d. То есть, яркость (энергия/время/площадь источника = Вт/см²) вырастет на выходе из малого отверстия, по сравнению с яркостью на поверхности этой сферы как ≈ [D/d]²/2.

В любом случае, все рожденное в объеме накачивающего устройства V излучение, с учетом потерь в материалах и на отражающих поверхностях, будет неизбежно передано в объем v<<V активной среды лазера.

Поскольку в ГВ за отсутствием существенного поглощения (потери в современных волноводах составляют примерно 0,2-1 дБ/км, а радиус плоских волноводов не превышает десятков см, и размер всей конструкции между внешними резонаторами сотни см) световой поток Ф = const, то его плотность Ф/S (а значит и яркость Вт/см²) при входе через боковую поверхность группы ГВ и выходе через торец (кромку) с меньшей площадью вырастет пропорционально отношению этих площадей (подобная геометрия рассмотрена в работе «О повышении яркости оптического излучения», И.Н. Сисакян, А.В. Шварцбург, А.В. Шепелев; «Компьютерная оптика», №9, стр. 36-48; 1991 г., МЦНиТИ ЦКБ Уникального приборостроения РАН, стр. 45, рис. 4; патент РФ 2024895 «Способ освещения объектов» от 15.12.1994 г).

Известны методы введения излучения в градиентный волновод (ГВ) с торца и с боковой поверхности (см. «Волноводная фотоника», Никоноров Н.В., Шандаров С.М., ИТМО, 2008 г. Рис. 5.3, стр. 60).

В нашем случае возможный материал принимающей поверхности - это стекло с минимальным n (1,45 приведено в оценках и до 1,35 известно для кварцевого стекла). У подавляющего большинства сцинтилляторов, пригодных для наших целей, имеем n₃: для матрицы иодида стронция (SrI₂:Eu, Се, Tb, Nd и т.д.) n=2,05; для титаната стронция (SrTiO₃) n=2,41; CsI:Tl n=1,79; LaBr₃(Ce) n=1,9; PbWO₄ n=2,19; BGO n=2,15 и т.д... (Данные изготовителя. «Ленинградские лазерные системы». Технопарк ИТМО). В данном случае градиентные волноводы и слой сцинтиллятора будут образовывать единую волноводную систему с источником диффузного излучения в центральном по сечению локальном максимуме n и ограниченную со всех сторон, кроме выходного торца (кромки) зеркальным резонатором.

В целях улучшения захвата излучения волноводом и его транспортировки к АС лазера возможно применение ряда уже известных технических решений. Например, для сокращения числа перерождений фотона в сцинтилляторе можно изготовить диффузно отражающую поверхность волновода с максимальным n. Тогда фотоны, попавшие в конус потерь , испытав диффузное отражение на границе волновода, будут иметь большую вероятность захвата, которая будет расти с итерациями к примерно как при условии случайного распределения. Также возможно применение известного метода повышения яркости с помощью клиновидного волновода. В этом случае волноводный диск выполняется в клиновидном сечении с заострением к большему диаметру, что обеспечит выход захваченного излучения через «раствор» клина с ростом яркости. Однако надо учесть, что в волновод будет поступать и УСИ (усиленное спонтанное излучение) из АС лазера с высокой радиальной составляющей. А сужение градиентного волновода часто используют именно для вывода многомодового излучения. Поэтому для возврата мод с направлением по радиусу от центральной оси необходима смена угла на π, то есть гладкое боковое зеркало с высоким коэффициентом отражения - боковой резонатор. Схема подобных улучшений изображена на фиг. 2. Приведенная схема технического решения находится в рамках заявленного способа ядерной накачки твердотельного (или жидкостного) лазера и, по мнению авторов, позволит повысить ее оптические характеристики, КПД накачки и компактность устройств, но не является принципиальной с точки зрения осуществимости способа.

Проведем оценку требуемых параметров накачивающего устройства и АС лазера реалистичных размеров. Зададим следующие параметры:

внешний торец (кромка D) таких дисков покрыт отражающим слоем, внутренний (кромка d) - открыт для выпуска излучения. В этом случае, площадь поверхности, принимающей излучение сцинтиллятора на 2 диска есть S_n=2×(D²-d²)π/4 ≈ πD²/2. А площадь испускания излучения в AC:S_n=3πdh (1 слой сцинтиллятора 2 мм и 2 волновода по 0,5 мм - на 3 мм длины стержня АС).

Таким образом, градиентный волновод является концентратором яркости (плотности мощности), выделяемый в объеме пакета дисков в сцинтилляторе с топливными элементами. При d ~ 1 см, D ~ 15 см, h ~ 0,1 см в пересчете на яркость, ее коэффициент усиления волноводом составит примерно 60 раз! Иными словами, чтобы обеспечить в АС плотность мощности накачки порядка 10³ Вт/см² в накачивающей среде необходимо обеспечить энерговыделение на приемную поверхность волноводов порядка 7 Вт/см², что вполне реализуемо даже в стационарном режиме. При этом объемная плотность мощности в АС достигнет 1000 Вт/см³, а объемная плотность мощности в сцинтилляторе около 70 Вт/см³, что также вписывается в рамки допустимых нагрузок. Здесь надо понимать, что диаметр D можно увеличивать и снижать нагрузку на сцинтиллятор, хотя и ограничено инженерными соображениями. Например, для сцинтиллятора на базе кристаллов ZnS (С_р ≈ 1,8 Дж/см³К) при конверсионной способности около 25% (нагрев ~ 200 Вт/см³) даже без охлаждения время непрерывной работы при такой плотности мощности составит около 1-2 секунд до нагрева среды выше 100 К от начальной температуры.

Особо следует подчеркнуть, что ориентироваться на рубиновый лазер нецелесообразно по меньшей мере по двум причинам. Во-первых, его АС - это кристалл с очень незначительным варьированием плотности лазерных ионов Cr³⁺, что не дает возможности мощностного маневра и требует для стационарной работы высокой для нее плотности мощности в АС (что справедливо отмечено экспертом). Но твердотельные лазеры не ограничиваются искусственными кристаллами рубина и гранатов! Неодимовое стекло в этом смысле идеальный кандидат на АС. Оно позволяет создавать АС с содержанием Nd²⁺ от сотых долей % до 10% массовой доли неодима! То есть, на его основе можно создавать лазеры от мощных импульсных до слабых стационарных и оно идеально подходит по нейтронно-физическим и иным параметрам к заявленному способу накачки (данные по стеклам были приведены ранее со ссылкой на производителей: концерн «Швабе» и «Лыткаринский завод оптического стекла»). Во-вторых, рубиновый лазер трехуровневый, а неодимовый - четырехуровневый, что дает существенный выигрыш в КПД.

В литературе указаны достижимые параметры поверхностной плотности мощности и удельного энерговклада в АС твердотельных лазеров. Опираться в данном случае на одну только плотность мощности крайне не корректно, поскольку в зависимости от темпоральной характеристики импульса зависит накопление паразитного тепла в АС лазера и условия его охлаждения. На сегодня в твердых АС достижимы: W ~ 10¹² Вт и Р ~ 10¹⁰ Вт/см², но при τ ~ 1 нс в импульсном режиме (или режиме модулированной добротности), что соответствует энерговкладу порядка Е ~ 1 кДж/см³ (и энергии в пучке около 1 кДж) и приводит к разрушению, например, того же неодимого стекла SNLG (ГЛС22 или QX/Nd) при E/S ~ 22 Дж/см² - см.

https://ru.wikipedia.org/wiki/Волоконный лазер, а также диссертацию на соискание ученой степени кандидата технических наук, Москва-2013, Глущенко Илья Николаевич, «Неодимовые и иттербиевые термопрочные и химически стойкие стекла на фосфатной основе для дио дно-накачиваемых лазеров»: С_р ~ 2 Дж/гК, Т_плав. ~ 1100-1300°С. Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте общей физики им. A.M. Прохорова Российской академии наук (ИОФ РАН), цтата:

«Лазерные исследования неодимовых стекол SNLG в непрерывном и импульсно-периодическом режимах, осуществлялись совместно с сотрудниками лаборатории физических и прикладных проблем твердотельных лазеров ИОФ РАН. Имевшиеся в нашем распоряжении образцы промышленного стекла ГЛС22 позволили напрямую сравнить лазерные свойства промышленного и разработанного стекол. Исследования генерационных характеристик активных элементов (АЭ) из этих стекол осуществлялись в максимально приближенных друг к другу экспериментальных условиях с целью корректного сравнения их лазерных свойств. Концентрация ионов неодима в обоих стеклах составляла 2×10²⁰ см^-3. Использовалась простая схема резонатора с зеркалами, напыленными непосредственно на торцы активных элементов. Рабочая длина активных элементов составляла 2,5 мм. В качестве источника излучения накачки использовалась диодная линейка с волоконным выводом излучения (~803, нм) с выходной мощностью до 12 Вт.Излучение накачки фокусировалось на АЭ в пятно диаметром 150 мкм.

На SNLG была получена непрерывная генерация с выходной мощностью 300 мВт при 3,2 Вт накачки, а на ГЛС22 - 160 мВт при 1,4 Вт накачки, с соответствующими значениями дифференциальной эффективности 13,4 и 16,25% (см. рис. 7). Дальнейшее увеличение мощности накачки приводило к разрушению АЭ (появление трещин) в зоне воздействия излучения накачки.

Генерационные исследования проводились вплоть до разрушения АЭ на сериях из 3 лазерных элементов каждого типа.» Конец цитаты.

Из приведенных выше данных, очевидно, что накачка осуществлялась в объеме АС порядка V ~ πd²L/4 ≈ π×(0,015)²×0,25/4 ≈ 4,42 × 10^-5 см³ при постоянной генерации 300 мВт. Тогда предельная объемная плотность мощности излучения в АС (при постоянной генерации 300 мВт) составит около 6-7 кВт/см³. А плотность мощности накачки ~ 18 кВт/см² и 73 кВт/см³ при 3,2 Вт мощности накачки.

Эти данные также согласуются с данными из других источников, например: https://studopedia.ru/7_148041_tverdotelniy-lazer.html; «Физика лазеров» В.С. Айрапетян, О.К Ушаков, Новосибирск, СГГА, 2012, см. ниже, таблицу 2, основные параметры технические параметры неодимовых лазеров.

Использование делящихся материалов в качестве топлива в противовес радиоизотопам позволяет обеспечить управляемость реакции и выделения энергии в

накачивающем устройстве. И, как следствие, дает возможность создавать и стационарные лазеры. И импульсные с цуговой накачкой с помощью «ядерной вспышки».

Проведем оценку плотности мощности в накачивающем устройстве в режимах «ядерной вспышки» и стационарной работы ядерной лазерно-реакторной системы (см. Бать Г.А. (ред.), В.Д. Байбаков, М.С. Алхутов «Основы теории и методы расчета ядерных энергетических реакторов», Энергоатомиздат, 1982; Абагян Л.П., Базазянц Н.О., Николаев М.Н., Цибуля A.M. «Физика ядерных реакторов»; Лукин А.В. (ред.) «Импульсные ядерные реакторы РФЯЦ - ВНИИТФ», Снежинск: РФЯЦ-ВНИИТФ, 2002. Физика ядерных реакторов. 1994. Выпуск 2. «Импульсные реакторы и простые критические сборки»; Труды конференции «Проблемы лазеров с ядерной накачкой и импульсныереакторы». Снежинск, 2003; Дьяченко П.Л., Кухарчук О.Ф, Фокина О.Г., Щукин А.Н. «Оптимизация параметров импульса накачки в реакторно-лазерной установке стенда «Б»»; Труды конференции «Физика лазеров с ядерной накачкой и импульсные реакторы». Обнинск, 2007; Дьяченко П.П., Фокин Г.Н. «Запальный реактор и параметры импульса накачки в реакторно-лазерной системе»).

ЛЯН - лазер с ядерной накачкой, обычно представляет собой лазерно-реакторную систему, где система накачки лазера ядерной энергией деления является одновременно и частью АЗ (активной зоны) ядерного реактора. При условии достаточности размеров устройства накачки и его критичности, оно само целиком может представлять из себя реакторную АЗ (это наиболее эффективно). Однако в существующих на сегодня установках (например, БАРС-6) устройство накачки, состоящее из более чем 500 лазерных элементов (ЛАЭЛ) является лишь частью АЗ и в нем выделяется не более 30% от всей энергии ядерного реактора. Существуют также малые лабораторные образцы, облучаемые внешним потоком нейтронов из реактора-источника, не влияющие на его характеристики своими вторичными нейтронами. В этом случае устройства накачки являются подкритическими реакторами с внешним источником первичных нейтронов, К_эфф << 1 и с малым коэффициентом умножения нейтронов К_ум. На сегодня в ЛЯН используют исключительно газовую АС лазера, поскольку накачка производится прямым контактом осколков деления с веществом АС. Это влечет за собой массу недостатков, а именно: большие габариты и низкую удельную энергию и мощность накачки.

Предложенный в данной заявке способ с помощью «посредника» - сцинтилляционного излучения - позволяет исключить прямой контакт ядерных частиц высокой разрушающей силы с веществом АС и, тем самым, перейти к использованию концентрированных твердых (или жидких) АС, а устройство накачки сделать компактным даже при достижении критических параметров (устройство накачки = активная зона, AЗ реактора).

И как бы то ни было, во всех вариантах организации ядерной накачки лазера скорость реакций деления рассчитывается через поток нейтронов: R_f=Ф_n×Σ_f, где R_f - число реакций деления в единицу времени в единице объема (в нашем случае -сцинтиллятора с топливом), Ф_n - плотность потока нейтронов (Ф_n=nV), Σ_f - макросечение реакции деления (Σ_f=N_топ × σ_f).

Из данных приведенной литературы известно, что в стационарных ЯР на тепловых (медленных) нейтронах Ф ~ 10¹²-10¹⁴ нейтрон/(см²×с), а в стационарных быстрых реакторах Ф ~ 10¹⁴-10¹⁵ нейтрон/(см²×с). У импульсных реакторов, соответственно: медленный - Ф ~ 10¹⁸-10¹⁹ нейтрон/(см²×с) при времени импульса от 10 мс до секунд, быстрый - Ф ~ 10¹⁶-10¹⁷ нейтрон/(см²×с) при времени импульса 100 мкс - 10 мс.

Оценка концентрации ядерного топлива в сцинтилляторе производится из соображений гомогенного приближения (мелкодисперсные частицы) при условии не нарушения прозрачности материала. Для ранее заданной геометрии устройства накачки D ~ 15 см и длина L принимается из соображений габаритов AC (L/d ~ 20) будет 20 см. Объем устройства накачки около 3500 см³. 2/3 этого объема занимает сцинтиллятор с топливными нано-размерными гранулами или волокнами их урана-235 или плутония-239 с обогащением не ниже 93%. Мы исходим из соображений, что присутствие таких объектов объемным содержанием до (1…3)% (Пусть v=60 см³) на оптические свойства сцинтиллятора при толщине слоев нанесения на волноводы порядка 1 мм заметного влияния не оказывает. Тогда в гомогенном приближении по урану-235 получим концентрацию (в общем объеме сцинтиллятора с волноводами) около ≈ 1,45×10²¹ атомов/см³.

Для медленного реактора в одногрупповом приближении σ_f ≈ 500×10^-24 см². Тогда для стационарного (постоянного) реактора при условно одинаковом во всех областях накачивающего устройства потоке нейтронов Ф ~ 3×10¹² см^-2 с^-1 получим удельную скорость реакций деления: R_f=Ф_n×Σ_f ≈ 2,2×10¹² реакций деления в 1 см³ в 1 секунду в стационарном режиме. Одна реакция деления урана-235 тепловыми нейтронами дает около 160 МэВ энергии в виде осколков деления. Тогда ядерная удельная мощность, выделяемая в накачивающем устройстве Р=R_fE_f ≈ 56 Вт/см³. Из этой мощности современными сцинтилляторами на базе SrO₂ - Eu градиентным волноводом может быть выведено в АС до 34% от выделенной ядерной энергии в виде узкого спектра накачивающего излучения (Г ~ 15-30 нм). При этом плотность мощности будет в заданной конструкции усилена в 60 раз. Таким образом, постоянное тепловыделение в сцинтилляторе составит 37,5 Вт/см³, а плотность мощности потока фотонов накачки в АС составит около 6000 Вт/см³. Это полностью соответствует современным возможностям лазерных сцинтилляционных материалов. При КПД 2% это даст постоянную выходную плотность мощности в пучке 2400 Вт/см², что вписывается в предел порога энергетического разрушения оптики при времени работы в 1-4 секунд (см. таблицу 2).

Для варианта накачки быстрым реактором в импульсном режиме (с τ ~ 1 мс, что сопоставимо с временем жизни лазерного уровня в Nd²⁺ - цуговая накачка) мы также используем одногрупповое и гомогенное приближение. Для урана-238 микросечение деления σ_f ≈ 2 барн, а плотность потока нейтронов примем Ф=5×10¹⁶ нейтрон/см³с¹. Остальные геометрические и материальные характеристики АС и накачивающего устройства оставляем прежними. Тогда, R_f=Ф_n×Σ_f ≈ 1,45×10¹⁴ реакций деления в 1 см³ в 1 секунду. Общая ядерная мощность составит около 12 МВт, общее энерговыделение - около 12 кДж, из них в тепло - около 8 кДж. Плотность мощности накачки в объеме устройства накачки составит около 1150 Вт/см³, ядерной мощности - 3700 Вт/см³, (общая мощность накачки составит около 4 МВт, а энерговклад в АС ~ 4 кДж), а плотность мощности, направляемая в АС ~ 250000 Вт/см³. При этом энерговыделение в накачивающем устройстве: удельное - 3,7 Дж/см³; в АС: удельное - 250 Дж/см³, общее - 4000 Дж; энергия в пучке, предположительно, составит около 1000-2000 Дж при мощности излучения порядка 1000-2000 кВт. Таким образом, поток накачивающей мощности в АС около 60 кВт/см² и удельный энерговклад в АС ~ 250 Дж/см³ достаточны для генерации и не превышают допустимых значений. E/S ≈ 65 Дж/см² - смотрим таб. 2. Это доказывает, что и в импульсном режиме предложенный способ накачки лазера вполне применим, при этом в нашем случае время импульса не масштаба 10^-9-10^-7 с, а порядка времени рабочего импульса накачивающего ЯР, то есть в диапазоне 10^-4-10^-2 с.

Со ссылкой на фиг. 3, простейшая схема заявленного преобразователя ядерной энергии с первичным ее преобразованием в узкий спектр излучения с односторонней схемой облучения и последующим направлением этого первичного излучения на приемное устройство (АС лазера), может состоять из следующих элементов:

1 - слой активированного сцинтиллятора;

2 - диспергированные в него гранулы ядерного топлива;

3 - зеркало (при необходимости, для искусственного ограничения излучающей поверхности);

4 - защитный слой чистого (без топлива) активированного сцинтиллятора (опционально);

5 - приемная поверхность - градиентный волновод для транспортировки и концентрации энергии узкого спектра первичного излучения до АС лазера.

Таким образом, во всех типах устройств, функционирующих на основе заявленного способа преобразования ядерной энергии, основными элементами являются: 1) топливные гранулы/волокна или слои напыления, содержащие ядерный материал - источник первичной энергии; 2) сцинтиллятор с атомами - активаторами - преобразователь энергии ядерных частиц из топливных гранул/волокон или слоев напыления или энергии ядерных частиц из ядер атомов собственного состава в первичное излучение узкого спектра в зависимости от вида активатора в диапазоне от ИК до УФ; 3) приемник фотонной энергии - это может быть непосредственно среда ее дальнейшего преобразования или передачи на расстояние: активная среда лазера с соответствующими уровнями накачки, или волновод для транспортировки этого излучения.

В объеме заявленной группы изобретений, возможность повышения КПД накачки активной среды лазера обусловлена преобразованием первичной ядерной энергии в комплементарный спектр возбуждающего лазерные уровни излучения. Отсутствие прямого контакта активной среды (АС) лазера с быстрыми ядерными частицами исключает быстрое критическое повреждение структур и кардинально повышает срок службы устройств. В свою очередь, возможность использования в заявленной группе изобретений градиентных волноводов (например, световодов или оптоволоконных кабелей с изменяемым по сечению показателем преломления n светопроводящего материала) позволяет транспортировать полученное излучение сцинтиллятора на требуемые расстояния.

Во избежание негативного воздействия ядерного излучения на АС лазера, толщину слоя сцинтиллятора в случае использования его совместно со слоем ядерного топлива подбирают из условия превышения такой толщины над длинной пробега первичных частиц - носителей ядерной энергии. Для этих же целей, в случае использования слоя сцинтиллятора с внедренными в него частицами ядерного топлива, толщину такого слоя подбирают из условия оптимизации между энергетическим выходом в виде узкого спектра и пропускной способностью слоя (прозрачностью и потерями) для рабочих частот и при наличии «чистого» защитного слоя сцинтиллятора между АС лазера излучения и слоем с внедренным топливом. При этом толщина защитного слоя не менее длины пробега частиц - носителей ядерной энергии в нем. Особые условия при конструировании подобных устройств возникают в случае использования в качестве топлива делящегося материала. В этом случае важным фактором является устойчивость элементов и веществ конструкций к большим нейтронным потокам и учет взаимодействия нейтронов спектра деления и/или замедляющихся нейтронов с веществами, входящими в состав всех элементов и конструкций устройств.

Требования к топливным гранулам/волокнам/слоям в общем виде зависят от типа ядерного топлива (делящийся материал или определенный радиоактивный элемент), вида и энергии его частиц. Например, осколки деления ядра урана в металлическом уране имеют длину пробега порядка 6-8 мкм, а в сцинтилляторе на базе кристаллов сульфида цинка (ZnS) около 20-25 мкм. Электроны при распаде стронция-90 в иттрий-90 с энергией порядка 550 кэВ имеют длину пробега в том же сцинтилляторе 50 мкм и при распаде иттрия в цирконий-90 - энергию около 2,3 МэВ и пробег в 500 мкм. В самом стронции эти электроны имеют пробеги порядка пробега в алюминии, то есть 60 мкм и 450 мкм соответственно. Эти параметры влияют на геометрические требования к дисперсности или толщине слоя топлива и его объемной доле в смеси. Характерный размер гранул, диаметр волокна или толщина слоя топлива должны быть таковы, что потери энергии при выходе из топлива в сцинтиллятор ядерной частицы - носителя первичной энергии - должны быть минимальны, а отношение объема топлива к объему сцинтиллятора не должно быть настолько большим, чтобы ядерные частицы за время своего торможения в среде смеси не теряли много энергии при встрече с другими топливными гранулами или волокнами. С другой стороны, повышение объемного содержания ядерного топлива как исходного источника энергии предпочтительно с точки зрения мощности и компактности устройств. Практическое решение задачи лежит в области оптимизации этого параметра, а также в создании сцинтилляционных материалов, содержащих в своем составе ядерное топливо без ухудшения оптических свойств. Также размер топливных гранул или диаметр топливных волокон должен быть меньше длины волны генерируемого в сцинтилляторе излучения, а основные пики спектра не должны совпадать со спектрами поглощения атомами топлива. Иначе может возникнуть эффект неупругого рассеяния фотонов на гранулах с потерей ими энергии, а также эффект самогашений сцинтилляций на атомах топлива. Особенно, следует подчеркнуть, что дисперсное или послойное расположение топлива относительно слоя сцинтиллятора не оказывает заметного влияния на физико-химические и оптические свойства самого сцинтиллятора, в отличие от гомогенной смеси атомов топлива в сцинтилляторе. Например, растворение солей урана в сцинтилляторе может привести к изменению его оптических свойств и существенной потере энергии полезного излучения. Задача подбора веществ топливных элементов (гранул, волокон или слоев), матрицы сцинтиллятора и активатора, матриц и легирующих добавок для АС лазера, а также оптимизация дизайна преобразователя энергии и его конструктивных размеров, равно как и подбор вспомогательных частей (при необходимости), ставится и решается в зависимости от типа и назначения преобразователя и требуемых от него характеристик.