СПОСОБ И УСТРОЙСТВО ГЕНЕРАЦИИ КВАНТОВЫХ ПУЧКОВ
METHOD AND DEVICE TO GENERATE QUANTUM BEAMS

Изобретение относится к области преобразования энергии. Имеются различные виды энергии: механическая, тепловая, электрическая, магнитная, электромагнитная, ядерная и др. Известны преобразования одних видов энергии в другие, например: механической в электрическую; электрической в тепловую; механической в тепловую; химической в электрическую; химической в образование новых структурных связей на уровне молекулярных квантовых систем; ядерной в электрическую и т.д. Каждому виду энергии присущи характерные свойства, которые могут проявляться в дальнодействии или возможности мгновенной концентрации и обеспечивать среде резко различающиеся качественные свойства: например, фазовые переходы I-го и II-го рода. Фазовый переход I-го рода - с изменением агрегатного состояния среды. Фазовый переход II-го рода - без изменения агрегатного состояния, а с изменением внутренней энергии из-за перестройки структуры внутренних связей (переход сфазированный, скачком). Ядерная энергия может порождать электромагнитную энергию, рождение частиц, преобразование электромагнитной энергии в энергию покоя (массы) частиц.
Примечательным видом энергии является энергия, носителем которой являются электромагнитные волны и электромагнитное излучение. Причем различным диапазонам длин волн электромагнитного излучения присущи свои характерные свойства: радиоволны; лазеры и др. Последние обладают свойствами квантовых систем микромира - вынужденные энергетические переходы атомов и молекул из возбужденных состояний в основное, невозбужденное. С использованием этого свойства формируются световые пучки, обладающие высокой направленностью, когерентностью, монохроматичностью и, как следствие, высокой интенсивностью и сфазированностью. Лазерные источники света обладают свойствами и возможностями, которыми не обладал ни один источник света в долазерный период. Лазеры характеризуются сильно выраженной энергетической индивидуальностью каждого атома или молекулы, сфазированность (когерентность) электромагнитных волн в которых обеспечивается внешними источниками электромагнитных волн и свойствами вынужденного излучения квантовых систем при их переходе с одного энергетического уровня на другой. При этом внешние фазирующие (кореллирующие) поля являются внешними по отношению к каждому отдельному атому или молекуле, но не ко всему ансамблю квантовых систем среды, который являлся бы источником этого коррелирующего поля.
Логическим продолжением систем типа лазерных, преобразующих один вид энергии в другие виды, являются сверхизлучающие (и сверхпоглощающие) системы. При более высоких уровнях энергетической накачки по сравнению с лазерным, но не превышающими некоторого определенного уровня, свойства сверхизлучения по ряду признаков очень напоминают лазерное излучение, а именно:
1. Необходимость обеспечивать соответствующей энергетической накачкой инверсную заселенность электронных уровней среды.
2. Высокая степень направленности оптического излучения.
3. Высокая степень когерентности среды.
4. Установкой открытого резонатора обеспечивается положительная обратная связь, как и для лазерно-активных сред.
н
н
Однако сверхизлучающие системы характеризуются объединением (коллективизацией) индивидуальных энергий атомов в единый сфазированный энергетический ансамбль. При этом сфазированность обеспечивается дополнительными связями, обусловленными энергетическими корреляциями "поле + частицы", которые не возникают в лазерных системах. При некотором критическом значении инверсной заселенности и скорости ее изменения при t~0, где t - стартовое значение времени накачки, сверхвозбужденная система формируется в диссипативную систему с отрицательной энергией. Отрицательная энергия диссипативных систем, собственно говоря, является неструктурированной, переходной формой энергии. При определенных условиях происходит перекачка отрицательной энергии в тот вид энергии, матрица элементов которой представляется системе энергетически наиболее обусловленной (оптимальной). Из сверхизлучательного состояния в зависимости от величины инверсии и инкремента, характеризующего скорость относительного изменения инверсии, отрицательная энергия может преобразовываться в сверхизлучение (СИ): фотоны оптического диапазона; гамма-кванты; ядерное излучение в виде пучков нейтронов, заряженных частиц и др.
Заявляемый материал, практически, полностью является результатом экспериментальных исследований. В основу методологии этих исследований легли две теоретические работы [1, 2], обосновывающие поляритонную модель сверхизлучения, и предположение одного из авторов настоящей заявки (Трыкова О.А. [16]) о протуберанцевой структуре электронных оболочек атомов и перевод значительного числа атомов возбуждаемой (накачиваемой) среды в ридберговские состояния, т.е. состояния с большими значениями главного квантового числа "n". Предполагается, и эксперементальные исследования не противоречат этому, что такие начальные условия обеспечивают перевод сред в сверхизлучательное или сверхпоглощательное состояния, которые характерезуются сфазированной коллективной динамикой частиц и фотонных полей и конечным результатом которой является сверхизлучение и сверхпоглощение. Для удобства дальнейшего изложения объединим термины "сверхизлучательный" и "сверхпоглощательный" в один: сверхизлучательный. Сверхпоглощательное состояние является антиподом сверхизлучательного состояния, но физика процессов, приводящих к сверхпоглощению - та же, различие только в граничных условиях формирования сверхпоглощения.
Как уже отмечено выше, известным явлением, сопровождающимся, как и сверхизлучение, коллективными процессами частиц и фотонных полей, является лазерное излучение. Для реализации лазерного излучения так же, как и для реализации сверхизлучения, необходимо обеспечить инверсную заселенность электронных уровней среды.
Характерной особенностью процесса формирования лазерного излучения является его сфазированность. В частности, это обстоятельство определяет когерентность лазерного излучения. Однако переход возбужденных атомов в более низкое или основное энергетическое состояние, в результате вынужденных излучательных переходов, происходит в каждом атоме индивидуально независимо от других атомов. Характерной особенностью сверхизлучательного состояния также является сфазированность сформированного сверхизлучения. Но эта сфазированность обусловлена коллективной сфазированностью всех возбужденных центров. Снятие возбуждения в каждом возбужденном атоме происходит не независимо от других атомов (молекул), а коллективно,"лавиной".
Сущность заявляемых решений состоит в: способе получения сверхинтенсивных пучков направленного когерентного излучения оптического и более коротковолнового диапазонов (рентгеновского излучения, γ-излучения), направленных пучков частиц из квантовых ядерных объектов (нейтронов, заряженных частиц); а также в способе деактивации радиоактивных сред созданием повышенной инверсной населенности путем накачки активных сред ядерными (и не только ядерными) излучениями, перевода сред в сверхизлучательное (или сверхпоглощательное) состояние с помощью изпользования дополнительных внешних полей из потоков γ-квантов радиоактивного окружения и интенсивных магнитных и электрических полей со значениями магнитной индукции от "В"≥1 Тл и напряженностями Е до нескольких десятков киловольт, конкретные интервалы изменения параметров которых в указанных диапазонах зависят от рода излучения или частиц, участвующих в формировании направленных (и ненаправленных) транспортируемых пучков (или потоков). КПД установок по заявляемому способу составляет от единиц до нескольких десятков процентов.
Известный способ получения направленных когерентных пучков фотонов [28, 32] реализован при получении лазерного излучения. Недостатками известного способа являются низкий КПД (~0,005) преобразования энергии накачки в энергию лазерного излучения и формирование пучков фотонов только оптического диапазона.
Предлагаемый способ обеспечивает КПД преобразования энергии накачки в энергию направленного излучения более 10÷20% и существенно расширяет диапазон квантовых компонентов пучков излучений (γ-квантов, нейтронов и др., Фиг.17, а, 18).
Известен способ деактивации радиоактивных отходов (РАО) [33] путем захоронения радиоактивных отходов. Долговременное хранение РАО требует консервации отходов в форме, которая не будет вступать в реакции и разрушаться на протяжении долгого времени. Одним из способов достижения подобного состояния является витрификация (или остекловывание). Высокоактивные РАО смешивают с сахаром и затем кальцинируют. Кальцинирование подразумевает прохождение отходов через нагретую вращающуюся трубу и ставит целью испарение воды и деазотирование продуктов деления, чтобы повысить стабильность получаемой стекловидной массы. В полученное вещество, находящееся в индукционной печи, постоянно добавляют измельченное стекло. В результате получается новая субстанция, в которой при затвердении отходы связываются со стеклянной матрицей. Это вещество в расплавленном состоянии вливается в цилиндры из легированной стали. Охлаждаясь, жидкость затвердевает, превращаясь в стекло, которое является крайне устойчивым к воздействию воды. По данным международного технологического общества, потребуется около миллиона лет, чтобы 10% такого стекла растворилось в воде. После заполнения цилиндр заваривают, затем моют. После обследования на предмет внешнего загрязнения стальные цилиндры отправляют в подземные хранилища. Такое состояние отходов остается неизменным в течение многих тысяч лет. Поиски подходящих мест для глубокого окончательного захоронения отходов в настоящее время ведутся в нескольких странах. В рамках этих поисков наиболее реальным выглядит проект под названием «Remix & Return» (Перемешивание и возврат), суть которого состоит в том, что высокоактивные РАО, смешанные с отходами из урановых рудников и обогатительных фабрик до первоначального уровня радиоактивности урановой руды, будут затем помещены в пустые урановые рудники. Достоинства данного проекта: исчезновение проблемы высокоактивных РАО, возврат вещества на место, предназначенное ему природой, обеспечение работой горняков и обеспечение цикла удаления и обезвреживания для всех радиоактивных материалов [33]. Недостатки существующих способов деактивации и утилизации радиоактивных материалов и отходов: угроза экологии окружающей среды; очень трудоемкая и трудозатратная технология подготовки РАО для захоронения и огромное количество накопленных РАО. В 1997 году в 20 странах, обладающих большей частью мирового ядерного потенциала, запасы отработанного топлива в хранилищах внутри реакторов составляли 148 тыс.тонн, 59% из которых были утилизированы. Во внешних хранилищах находилось 78 тыс.тонн отходов, из которых утилизировано 44%. С учетом темпов утилизации (около 12 тыс.тонн ежегодно) до окончательного устранения отходов еще достаточно далеко [33].
10
15
16
Предлагаемый способ лишен перечисленных недостатков и обеспечивает: сохранение экологии окружающей среды; резкое увеличение темпов утилизации РАО (в сотни и тысячи раз); полную окупаемость работ по утилизации отходов. Кроме того, по предлагаемому способу возможно создание альтернативных источников энергии. Пример создания альтернативных источников энергии и окупаемости предлагаемого способа утилизации (деактивации) радиоактивных отходов: энергия, высвобождаемая при деактивации радиоактивных отходов, может быть использована разными потребителями в виде электроэнергии, тепла и др. Например, при деактивации радиоактивных отходов активностью 2,5·10 Ки (Кюри), накопленных и захороненных в Красноярском регионе, высвобожденная при деактивации этих отходов энергия составит порядка 5·10÷2,5·10Дж [21, 23, 34]. Это означает, что даже при 10-процентном КПД преобразовании этой энергии в электрическую эта энергия равна энергии, которую смогла бы поставить потребителям такая электростанция, как Саяно-Шушенская, в течение 60-300 лет. А ведь Саяно-Шушенская ГЭС вырабатывала 4-ю часть всей электроэнергии, вырабатываемой в Российской Федерации. И в остатке никакого радиоактивного мусора.
Известен способ защиты от радиоактивных проникающих излучений [35]: защиту от гамма-квантов выполняют с помощью материалов, изготовленных на основе тяжелых по атомному весу элементов; защиту от нейтронов выполняют с помощью материалов, изготовленных на основе легких по атомному весу элементов; защиту от смешанных потоков ядерных излучений выполняют с помощью материалов, выполняемых на основе определенного сочетания материалов, изготовленных на основе тяжелых и легких элементов. Основные недостатки существующих защитных устройств: большие габариты, большой вес и, как следствие, большие потери потоков в пучках, траспортируемых к объектам лучевого воздействия. Последнее имеет существенное значение для медицинских целей.
Предлагаемый способ в значительной степени устраняет перечисленные недостатки: выигрыш по перечисленным параметрам - вес, габариты, интенсивность излучений - может составлять несколько десятичных порядков [17].
Известны способы получения интенсивных источников нейтронов и γ-квантов с помощью критических ядерных реакторов, с помощью подкритических ядерных реакторов (бустеров), в ядерных реакциях, реализуемых на ускорителях заряженных частиц [36, 37]. Недостатки известных способов общеизвестны: сложность установок, реализующих существующие способы, и интенсивное накопление радиоактивных загрязняющих отходов.
2
4
В предлагаемом способе указанные недостатки отсутсвуют. Пробный вариант установки, реализующий предлагаемый способ - предельно простой (описание экспериментальной установки приведено в разделе "Описание изобретения" на стр.26-27). Коэффициент мультиплицирования нейтронов и гамма-квантов в экспериментальной установке составил 10÷10. Предположительно, в рабочем теле (активной среде) создаются условия для формирования сверхпоглощения и, по-видимому, имеют место ядерные реакции аналогичные ядерным реакциям синтеза [30, стр.93, 94].
235
Заявляемый способ реализуют с помощью устройства, принятого за прототип, преобразования энергии ядерных излучений в энергию лазерного направленного когерентного излучения оптического диапазона большой мощности, состоящего из компонентов квантового генератора, функционирующего в режиме квантового усилителя, выполненного в виде блока труб (резонаторов) из нержавеющей стали диаметром ⌀50 мм и длиной l=2500 мм с урановым U покрытием толщиной δ=0,5 мкм внутренней поверхности труб, заполненных активной средой из Ar-Хе газовой смеси, с размещенным внутри блока труб (кювет), называемого лазерным блоком, двухзонным импульсным ядерным реактором, имеющим КПД преобразования энергии ядерного излучения в энергию лазерного излучения оптического диапазона, равного 0,005 (КПД=0,005), отличающееся тем, что для повышения КПД преобразования ядерной энергии в энергию лазерного излучения оптического диапазона в 10÷20 раз (КПД=0,05÷0,1) в Ar-Хе активную газовую смесь введен тритий в концентрации, соизмеримой с концентрацией Хе в существующей Ar-Хе смеси. Для увеличения КПД до 0,5 и выше из лазерного блока удалена часть труб, в освободившемся пространстве, между оставшимися в лазерном блоке трубами (кюветами) с активной Ar-Хе-Т газовой смесью, установлены импульсные соленоиды, трубы (кюветы) с Ar-Хе-Т газовой активной средой, оставшиеся в лазерном блоке, установлены внутри соленоидов, которые относительно активной среды труб (кювет) создают внешнее импульсное магнитное поле с заданным значением магнитной индукции "В", включение соленоидов осуществляется одновременно (или с некоторым опережением) с включением накачки ядерными излучениями. Для расширения диапазона направленного излучения по виду излучения (γ-кванты, нейтроны, заряженные частицы) кювета (кюветы) с активной Ar-Хе-Т газовой средой устанавлена в центральный канал импульсного соленоида, в этот же канал со стороны одного из торцов кюветы установлен выносной вакуумный электроновод импульсного ускорителя электронов, сбоку, вплотную к соленоиду, установлен источник ядерных излучений, например генератор нейтронов (это может быть и активная зона ядерного реактора), область расположения кюветы, соленоида и мишени генератора нейтронов окружена водородсодержащим замедлителем, энергетическая накачка активной среды осуществляется пучком электронов, влетающих в кювету с активной средой через выходное окно вакуумного электроновода ускорителя, пучок электронов ускорителя, источник ядерных излучений, если источник ядерных излучений импульсного исполнения, внешнее магнитное поле включаются одновременно (или с некоторым опережением или запаздыванием), при этом длительность импульса внешнего магнитного поля и длительность импульса ядерных излучений больше длительности импульса накачки. Один из вариантов кюветы с активной средой выполнен в виде фокона, в котором активная среда в виде оптоволоконных нитей нанотехнологических размеров из сцинтиллирующего полистирола с химически внедренным вместо атомов водорода тритием заключена в металлическую обечайку, например, выполненную из алюминия, толщина (длина) обечайки соизмерима или несколько больше длины свободного пробега электронов в материалах обечайки и активной среды. В кювете-фоконе волокна из сцинтиллирующего полистирола с водородом, замещенным на тритий, заменены на каналы с газовой смесью Ar-Хе-Т.
Известная установка, принятая за прототип, выполнена в виде энергетического макета квантового генератора импульсной реакторно-лазерной системы - оптического квантового усилителя с ядерной накачкой (ОКУЯН) - которая разработана специалистами ГНЦ РФ ФЭИ для экспериментальной демонстрации уникальных мощностных и энергетических качеств лазеров с ядерной накачкой [28].
ОКУЯН состоит из двух модулей: запального реакторного и лазерного блоков (см. Фиг.1). В качестве запального реактора используется двухзонный импульсный реактор БАРС-6. Лазерный блок (ЛБ) представляет собой цилиндрическую конструкцию с продольной полостью для размещения запального импульсного реактора. Диаметр ЛБ ~1700 мм, а длина ~2500 мм. В состав лазерного блока входят лазерно-активные элементы (ЛАЭЛы), их имитаторы и элементы замедлителя нейтронов. ЛБ окружен двумя рядами внешнего отражателя нейтронов. В нейтронно-физическом смысле лазерный блок является глубоко подкритической системой со значением эффективного коэффициента размножения нейтронов значительно меньше 1.
ОКУЯН функционирует следующим образом. Нейтроны, рожденные в импульсном запальном реакторе, проходя через лазерный блок, замедляются в нем и вызывают деления урана-235 в лазерно-активных элементах. Осколки деления создают рекомбинационно неравновесную ядерно-возбуждаемую плазму в объеме лазерно-активной среды. Запасенную в лазерно-активной среде энергию можно вывести из ЛАЭЛов, используя специальную оптическую систему.
Расчеты показали, что, если все имитаторы ЛАЭЛов (~650 ед.) будут заменены на реальные лазерно-активные элементы, суммарная энергия выходного лазерного пучка из системы будет ~50 кДж длительностью ~10 мс.
Основные характеристики ОКУЯН
Параметр
Значение
Число делений в реакторе БАРС-6
5·10<sup>17</sup>
Длительность импульса в ЛБ
1-10 мс
Лазерно-активная среда
Ar-Хе
Лазерный переход
Хе1
Длина волны лазерного перехода
1.73 мкм
Выходная энергия лазерного излучения (650 ЛАЭЛов)
до 50 кДж
Недостатками известного устройства являются: низкий КПД преобразования (~0,5%) энергии ядерной накачки в энергию выходного пучка излучения и формирование направленного пучка фотонов только в оптическом диапазоне.
В предлагаемых устройствах отсутствуют указанные недостатки. Возможен КПД преобразования энергии ядерной накачки в энергию выходных пучков излучения более >50%. Формирование выходного пучка излучений охватывает не только оптический диапазон, но и фотоны γ-квантового диапазона. Кроме того, предлагаемое устройство позволяет формировать направленные пучки частиц при определенных начальных и граничных условиях формирования сверхизлучательного состояния.
-
-
-7
-4
-6
8
B
н
н
На Фиг.2 приведен пример устройства, не использующего для энергетической накачки источник ядерных излучений (например, ядерный реактор). В этой установке в качестве источника энергетической накачки введен импульсный ускоритель электронов 5 со средней энергией электронов  (но не >10 МэВ). Вакуумный электроновод 4 e-пучка установлен в центральный осевой канал 11 импульсного соленоида 2 (ИЭМ [27]), создающего в центральной части осевого канала магнитное поле с индукцией В≥10 Тл. В осевой канал соленоида вплотную к выходному окну электроновода установлена герметично кювета 1 с Ar-Хе-Т активной газовой смесью. Диаметр кюветы ⌀=5÷12 мм, длина l=30÷50 мм. Длительность импульса e-пучка  с. Амплитудное значение тока  А. Длительность импульса магнитной индукции импульсного соленоида τ≈10÷10 с. Вплотную к соленоиду размещена нейтронная трубка 6 импульсного генератора нейтронов с энергией вылетающих нейтронов Е=14 МэВ. Длительность импульса нейтронов τ~0,5·10 с. Число нейтронов в импульсе - от 10 нейтронов. Кювета с активной средой и нейтронная трубка генератора нейтронов размещены в полиэтиленовом блоке 10. Кювета с активной средой изготовлена разных модификаций, в которых активная среда использована в газовом и конденсированном исполнении с возможностью дополнительных присадок (добавок) к основному составу активной среды (см. п.6 способа формулы). На выходе экспериментального канала 11 устанавлены детекторы 8 для регистрации нейтронов и фотонов (сверхизлучательных пучков), выходящих из кюветы 1.
-
-2
4
16
-13
-
29
-2
1
-
18
-2
-1
c
с
c
с
с
с
с
с
с
с
Установка, представленная на Фиг.2, функционирует следующим образом. Интенсивный импульс энергетической накачки из электронов е-пучка через выходное окно 3 вакуумного электроновода 4 попадает в кювету 1 с активной средой, и среде обеспечивается высокая плотность возбуждения и инверсная заселенность. Переход среды из возбужденного состояния в основное сопровождается электромагнитным излучением разного диапазона (оптического, рентгеновского, γ-квантового), а также испусканием частиц (β-частиц, нейтронов и др.). Магнитное поле соленоида 2 включается синхронно с импульсом накачки (или с некоторым опережением), и активная среда переводится в сверхвозбужденное состояние. Детекторами 8 осуществляется регистрация излучения, выходящего из кюветы 1. Рождающиеся заряженные частицы регистрируются самой кюветой, функционирующей в режиме ионизационной камеры. Необходимые параметры сверхвозбужденного состояния активной среды с выходом из кюветы сверхизлучения в виде направленных потоков (пучков) электромагнитного излучения и частиц (с расходимостью не хуже 10 рад) с общей энергией E≈2·10 Дж, мощностью Р≈10÷10 Вт за время τ<3·10 с обеспечиваются изменением параметров е-пучка накачки (ток  А, длительность  с), магнитной индукции ИЭМ (в центре кюветы В≥10 Тл). При этом плотность потока сверхизлучения φ из фотонного излучения и частиц в предположении, что каждая частица (и квант излучения) имеет энергию E~8 МэВ, составит φ~10 см·с на расстоянии 1 м от излучателя. Величина потока Ф в единицу времени зависит от частоты следования импульсов e-пучка. При частоте следования импульсов электронного пучка f=100 Гц поток Ф сверхизлучения в условиях, в которых определена плотность потока φ, составит Ф~2·10 см·с. При необходимости приведенные значения плотности потока φ и потока Ф легко пролонгируются на один-два десятичных порядка в сторону больших значений без заметных ограничений в техническом исполнении установки. Описанному варианту установки (Фиг.2) по получению интенсивных направленных пучков фотонов и частиц, согласно просмотренным (в рамках патентного поиска) публикациям, аналогов нет.
На Фиг.3 представлена блок-схема, поясняющая принципы взаимодействия отдельных подблоков устройств, представленных на Фиг.1, 2. Кювета 1 с активной средой (если активная среда - твердотельная, то сама активная среда выполняет роль кюветы 1) размещена во внешних полях, стимулирующих формирование сверхвозбужденного состояния активной среды. Предпочтительно, чтобы поперечные размеры кюветы или ее диаметр были < или << ее длины. Кювета (или кюветы) размещена в интенсивных импульсных полях 3: поле энергии накачки, которое может быть ядерного и неядерного (например, пучок энергичных электронов) происхождения; внешнее магнитное поле с индукцией в области размещения кюветы В≥1 Тл; дополнительный источник ядерного излучения (нейтронов и γ-квантов при использовании источника энергии накачки неядерного происхождения), который может быть и стационарного исполнения; поле радиационных γ-квантов, образующихся в результате наведенной активности при радиационном захвате нейтронов ядрами вспомогательных элементов. Последнее (поле радиационных γ-квантов) является необходимым условием при гетерогенном размещении источника с наведенной радиоактивностью относительно активной среды. При гомогенном размещении источника с наведенной радиоактивностью условие испускания радиоактивными источниками только радиационных γ-квантов является необязательным. Для синхронизации по времени запуска устройств, обеспечивающих необходимый набор полей 3, формирующих сверхизлучательное состояние активной среды, на пути пучка сверхизлучения 4, выходящего из кюветы 1, устанавлен частично отражающий экран 6, и отраженная часть сверхизлучения регистрируется детектором (или набором детекторов) сверхизлучения 8. Сигналы с выхода детектора 8 поступают на устройство управления 9 запуска устройств 5, 2, 10, 11 с параметрами, зависящими от длительности и амплитуды сигналов на выходе детектора сверхизлучений 8, а также от структуры пучков сверхизлучения.
Аналогом предлагаемой установки, приведенной на Фиг.2, в некотором приближении может служить устройство, описание которого приведено в работе [5].
Особенности сверхизлучательных состояний и сверхизлучения наиболее наглядно демонстрирует поляритонная модель СИ [2,1].
При сверхизлучении после воздействия внешнего поля на среду (поле накачки) и по мере образования инверсной населенности (при высокой плотности инверсной населенности ΔN наряду с обычными электромагнитными волнами в среде распространяются волны поляризации, характеризующиеся отрицательной энергией, которая сосредоточена в колебаниях поляризации (а не электрического поля, энергия которого относительно мала)), происходит перекачка электрической энергии электромагнитного поля накачки в энергию поля поляризации. При поляризации на резонансной частоте возникающие в среде волны поляризации охватывают все микродиполи среды, образуя единый сфазированный макродиполь. Энергия поля поляризации и фазы волн поляризации становятся едиными для всех центров возбуждения (возбужденных атомов и молекул).
Динамика воздействия на центры возбуждения этого поля также становится единой для всех центров возбуждения, или на весь образовавшийся макродиполь.
В инвертированных образцах с отражающими стенками, для волн поляризации, эти волны образуют поляритонные моды, локализованные внутри образца. Если стенки образца имеют коэффициент отражения R<1, то поляритонные моды выходят за его границы, но в виде обычной электромагнитной волны. Излучение электромагнитных волн за пределы образца ведет к уменьшению энергии поляритонной моды, а т.к. энергия поляритонной моды отрицательная, то это ведет к росту амплитуды (по абсолютной величине) колебаний поляритонной моды, а это приводит, в свою очередь, к нарастанию амплитуды электромагнитного излучения, т.е потерь. Таким образом, реализуется диссипативная неустойчивость. В неограниченных образцах такая неустойчивость волн с отрицательной энергией возможна при наличии поглощения волн поляризации в веществе. В результате в неограниченных образцах и образцах с коэффициентом отражения границ образца R=l возможен режим сверхпоглощения, в открытых же образцах с R<1 реализуется режим сверхизлучения.
1
Результатом диссипативной неустойчивости является: энергия волн поляризации лавинообразно переходит в электромагнитное излучение за время, обратно пропорциональное числу центров возбуждения τ~(1/N), и, таким образом, интенсивность импульса сверхизлучения
c
1
2
W~(ħωN)/τ=ħω(N),
где ħωN - энергия поля поляризации, в которую перекачалась энергия внешнего поля накачки.
лaзepa
Для лазеров интенсивность излучения пропорциональна числу центров возбуждения N, т.е. W~N.
Сверхизлучение характеризуется узконаправленным когерентным спонтанным излучением ансамбля возбужденных в коллективное состояние атомов с интенсивностью, пропорциональной квадрату их числа. Фактически, спонтанное когерентное излучение - это, как и лазерное - вынужденное когерентное излучение.
2
1
Сверхизлучательное коллективизированное состояние характеризуется общими энергетическими уровнями, описание излучения на переходах между которыми (Фиг.4) в макроскопическом приближении осуществляют полуклассическими уравнениями взаимодействия поля со сплошной средой - классические уравнения Максвелла и следующие из квантового описания двухуровневой среды уравнения для средней поляризации  и разности населенностей ΔN=N-N единицы объема среды [1]
1
2
н
0
где Т - время энергетической релаксации активных центров (центров возбуждения); T - время фазовой релаксации активных центров; ΔN - заселенность среды в начальный момент накачки при t≈0; σ - проводимость среды; ω - частота перехода;  - коэффициент связи поляризации с полем
d - дипольный момент перехода атомов или молекул на резонансной частоте.
В инвертированной среде ΔN>0 и значение .
Сильное влияние на особенности развития процессов, предшествующих сверхизлучению, оказывает эволюция коэффициента связи в зависимости от степени инверсной заселенности накачиваемой активной среды. Задержка выхода на СИ обусловлена временем наведения корреляции "поле + частица", формирующих коллективную динамику центров возбуждения. Причем наведение корреляций должно быть сфазированным. Сфазированность при наведении корреляций осуществляется на квантовом уровне, т.е. на уровне взаимодействия фотонов поля с отдельными атомами и молекулами. Поэтому огромное значение имеет время наведения корреляций. Это, в свою очередь, зависит от интенсивности когерентной доли в волне накачки на стартовом временном интервале флуктуационной квантовой фазировки центров возбуждения среды и выхода на макроскопический уровень фазирования центров возбуждения и всей среды волнами поляризации, переводящих положительную энергию электромагнитных волн в отрицательную.
Согласно макроскопической электродинамике в основе СИ Дикке лежит механизм диссипативной неустойчивости колебаний поляризации, обладающих отрицательной энергией [1].
0
0
0
0
Вблизи резонансной частоты ω~ω при поляритонном резонансе, обусловленном диссипативной неустойчивостью (в инвертированной среде при выполнении определенных условий роста ΔN(t), т.е. подбором параметров ΔN и ΔN(t) вблизи определенной частоты ω), можно обеспечить возникновение поляритонного резонанса вблизи любого наперед заданного перехода ω и тем самым обеспечить спектр СИ вблизи нужного перехода ω. При этом поведение инверсии ΔN(t) существенно зависит от интенсивности фазирующего (и изначально сфазированного) компонента на начальном стартовом временном интервале энергетической накачки среды.
н
уд
Q
-2
-1
-2
-1
-3
В работах по возбуждению [5÷12, 13, 14, 16, 17÷19, 21÷23] приводятся результаты исследований сверхизлучения на разных средах при ядерной накачке сред. Накачка выполнялась смешанным потоком быстрых электронов с энергией Е=27 МэВ, жестких тормозных гамма-квантов со спектром  МэВ и фотонейтронов, спектр которых был близок к спектру деления с  МэВ. Интерпретация экспериментальных результатов однозначно (по мнению авторов) указывает на эффекты сверхизлучения в оптическом диапазоне фотонов, а также сверхпоглощения и мультиплицирования гамма-квантов, т.е. в более коротковолновом диапазоне фотонов. Проявление основных признаков сверхизлучения для твердотельных сред происходит не при криогенных температурах, а при Т≥300 К. Экспериментально установлено, что фактором ("катализатором"), способствующим коллективизации центров возбуждения при формировании сверхвозбужденного состояния сверхизлучающей среды, являются продукты ядерных превращений, рождающиеся при радиоактивном распаде радиоактивных ядер, образующихся при захвате нейтронов ядрами. Пороговое значение числа образующихся радиоактивных ядер, оцененное по выходу гамма-квантов, сопровождающих радиоактивный распад образующихся радиоактивных ядер, определяется из условия: удельная мощность потока энергии активационных гамма-квантов в возбуждаемой среде Р, Дж·м·с, должна быть сравнима или больше удельной мощности потока P, Дж·м·с, внутренней колебательной энергии Q, Дж·м.
В работе [16] предложена модель, позволяющая в какой-то степени правдоподобно объяснить наблюдаемый феномен. Предлагается рассматривать электроны атомов как выбросы или флуктуационные всплески ядерной (нуклонной) материи в результате резонансного взаимодействия флуктуации поля нулевых колебаний с ядрами или, точнее, с ядерным (нуклонным) конденсатом. Это означает, что атомы - это ядра, на внешней границе которых периодически появляются всплески-протуберанцы, являющиеся неотъемлемой частью ядерной материи (ядерного конденсата).
протуб
cn
cn
ω
-8
-8
По-видимому, протуберанцы или протуберанцы-электроны являются переходной формой энергии или переходной формой материи (ядерного конденсата). Протуберанцы-электроны можно характеризовать как виртуальные электроны или квазичастицы со свойствами (на короткое время) электронов. Время жизни протуберанцев в атоме в состоянии электронов, по-видимому, по порядку величины, следует принять равным времени жизни атомов относительно спонтанных переходов, т.е. τ~τ~10 с. При этом τ~10 с следует рассматривать в системе координат, внешней по отношению к атому. Переходя в собственную систему координат ядра и используя соотношения неопределенностей Гайзенберга, можно оценить в каждом конкретном случае частоту выхода "на орбиту" атома соответствующего протуберанца. Эта частота будет определять резонансную частоту взаимодействия флуктуации нулевых колебаний вакуума с полем ядерного конденсата. Оценки показывают, что частота появления "электронов" на "орбите" атомов по порядку величины совпадает со значением частоты в выражении Е=ħω, характеризующей энергию электрона на орбите боровского атома. Если флуктуации нулевых колебаний вакуума рассматривать как сфазированные когерентные колебания, естественно предположить, в связи с предполагающимся резонансным взаимодействием флуктуации нулевых колебаний вакуума с ядерным конденсатом, сфазированность продуктов распада радиоактивных ядер. Таким образом, предполагающаяся физическая модель объясняет эффект начальной сфазированности центров возбуждения, находящихся в поле продуктов радиоактивных распадов ядер.
Таким образом, возникает способ эффективной и контролируемой коллективной фазировки возбужденных центров: перемешивать активную среду со вспомогательной радиоактивной средой или активную среду размещать так, чтобы радиоактивная вспомогательная среда в виде "бани" окружала активную среду и обеспечивала по всему объему активной среды необходимый уровень фона гамма-квантов и других продуктов распада, сопровождающих радиоактивный распад ядер вспомогательной среды. Принципиально, перевод возбужденных сред в коллективизированное состояние, при котором коллективизированы электроны атомных оболочек, в свете вышеизложенной картины особенностей возбуждения поляритонной моды, вполне понятен.
Экспериментами установлено, что на величину порога возникновения инверсной населенности, необходимой для перевода сред в сверхизлучательное состояние с определенными свойствами, оказывает качественное влияние размещение возбуждаемой среды во внешнее магнитное поле. Рассмотрим механизм воздействия внешнего магнитного поля на примере ридберговских электронов. Рассмотрим газовую среду. Ридберговские электроны, вышедшие на круговую орбиту, характеризуются параметрами: энергией , радиусом орбиты , орбитальным моментом , магнитным моментом . Рассмотрим газ аргон Ar. Рассмотрение выполним для главного квантового числа n=5 и давления Р=1 ат:
где  - скорость электрона на орбите;  - ток, создаваемый электроном на орбите; S - площадь, охватываемая орбитой .
Рассмотрим сверхизлучательный процесс для Ar-Хе смеси, для которой число центров возбуждения при накачке определяется атомами аргона (концентрация атомов аргона ~99%). Определим длительность импульса сверхизлучения для кюветы длиной L=5 см [24]:
1
имп
н
где T - время жизни перехода на длине волны λ=2 мкм относительно спонтанного излучения; Δt - временная ширина импульса накачки; Δω - частотное уширение импульса накачки.
p
1
имп
н
с
с
15
-3
-9
-6
10
-10
При инверсной заселенности N=10 см, Т=5·10 с, Δt=40·10 с, Δω=~10 Гц: τ=~1,256·10 с; τ≡τ.
Оценим величину индукции внешнего магнитного поля , при которой все векторы магнитных моментов  всех ридберговских атомов развернутся вдоль вектора магнитной индукции . Воспользуемся известным гироскопическим соотношением
L
c
где T - момент вращения силы , действующей на плечо, равное радиусу орбиты , за время длительности сверхизлучения dt~τ. Отсюда
Полный магнитный момент всех сфазированных элементарных (электронных) магнитных моментов равен
Тогда суммарный момент вращения  равен  По определению . Следовательно,
Таким образом, для корреляции всех центров возбуждения на атомном уровне достаточно включать умеренные магнитные поля.
я
Ридберговские электроны, находясь на орбитах, фиксируемых кулоновскими силами ядер, в свою очередь, через те же кулоновские силы увлекают в орбитальное движение ядра. Стенки потенциальной ямы ядерных сил удерживают ядро на какой-то равновесной орбите. Радиус этой равновесной орбиты, по-видимому, должен устанавливаться из условия равенства угловой частоты вращения электрона на ридберговской орбите и параметра ω дебройлевской энергии ядра
т.е.
я
Оценим магнитный момент орбитального движения ядра µ после выхода ядра на равновесную орбиту:
Полный ядерный магнитный момент возбужденной среды при размещении среды во внешнее магнитное поле составит
я
Оценим величину магнитной индукции В внешнего магнитного поля для полного ориентирования всех магнитных ядерных моментов µ по полю . Воспользуемся также гироскопическим соотношением
я
я
я
я
я
с
я
-34
-1
-10
-24
где L=m·V·R=~2,1·10 Н·м·с; τ≈τ=1,256·10 с. Тогда N=1,675·10 Н·м.
И
И, следовательно,
Это очень большие поля. Полученное значение "В" входит в коридор оценок, полученных по экспериментальным данным (см. раздел: физические и эксплуатационные параметры экспериментальной установки МИ-30, п.21, стр.28).
γ
Оценим энергию отдачи неколлективизированного ядра при его взаимодействии с гамма-квантом с энергией Е=10 МэВ.
γ
γ
γ
7
Примем, условно, время жизни возбужденного ядра относительно перехода с этого уровня равным τ~1 год=3,15·10 с. Оценим ширину энергетического уровня ΔE=Г
т.е. (сравнивая ((22) с (21)) резонансное взаимодействие невозможно.
Оценим возможности ядер в возбужденной среде, размещенной во внешнем магнитном поле, т.е. для случая, когда имеется жесткая связь орбитальных моментов в результате жесткой связи (ориентирования) магнитных моментов ядер через внешнее магнитное поле . Эффективный орбитальный момент коллективизированного ядра равен
γ
я
Определим силу F, действующей на плече, равном радиусу ядра R,
где ; а
Следовательно,
Отсюда
С другой стороны,
или
я
γ
γ
я
γ
где ΔL=N·Δt=F·R·Δt;
Тогда
И энергия отдачи коллективизированного ядра
γ
что существенно меньше Г (22).
β
Выполним подобную оценку для β-частиц с E=18 кэВ. Энергия отдачи неколлективизированного ядра, например, аргона
β
1/2
Рассмотрим случай условного β-распада ядрами аргона с энергией E=18 кэВ и Т=1 год.
Для коллективизированного ядра (см. (26))
где
Подставляя (30), (31), (32) в (29), получим
или
что существенно меньше значения .
Потери энергии β-частиц на отдачу ядра существенно меньше ширины энергетического уровня, т.е. , и, таким образом, возможна лавина β-частиц в результате диссипативной неустойчивости среды.
Если мы имеем дело с диссипативными системами, то речь идет о преобразовании одного вида энергии в другой при наличии каналов выхода на этот другой вид энергии. Если обеспечиваются условия сфазированности волн поляризации и достаточность интенсивности силового внешнего поля по удержанию в жесткой связке магнитные моменты ядер так, чтобы воздействие на элементарный магнит воспринималось всей системой возбужденных центров, то при превышении определенной величины инверсии возможно коллективное (лавинообразное) снятие возбуждения ядер частицами, ответственными именно за эти уровни возбуждения.
И не следует забывать о следующем обстоятельстве: по-видимому, при наличии внешнего организующего силового поля имеется параметр в виде произведения τ'~ΔN·Δτ·B (или Е, или D), где ΔN=f(τ), В=В(τ), Е=Е(τ) и D=D(τ), при котором, с одной стороны, происходит высвобождение свободной (вакуумной) энергии из вакуума, а с другой - преобразование одного вида энергии среды в другой, причем для каждого вида преобразования этот параметр свой.
1/2
Проделаем аналогичные оценки β-распада ((29)÷(34)) для ядер трития ; Т~12,3 года; А=3. Рассмотрим случай с n=5:
,
,
,
,
или
γ
-24
В сравнении с шириной уровня Г=0,85·10 эВ (45) энергия отдачи коллективизированного ядра трития пренебрежимо мала
Для сравнения (см. (42)) энергия отдачи неколлективизированного ядра
.
Оценим величину индукции внешнего магнитного поля, обеспечивающего жесткую корреляцию магнитных моментов коллективизированных ядер
Полный магнитный момент возбужденной коллективизированной среды составит
Поворотный момент для ядра (18)
Согласно соотношению (19)
-9
Это очень большая величина индукции. Можно ориентироваться на более медленную процедуру поворота магнитных моментов через ориентированные магнитные моменты электронных коллективизированных орбиталей. Важно, чтобы при этом время выхода в сверхвозбужденное состояние было таким, чтобы не попасть в область интенсивных релаксационных процессов, которые начинаются при t>10 с.
T
Оценим величину индукции B для выстраивания магнитных моментов  электронных орбиталей. Оценим магнитный момент электрона на ридберговской орбите атома трития (n=5)
Полный магнитный момент орбитальных электронов
Момент вращения электрона на орбите
Полный момент вращения орбиталей
По соотношению (14) получаем
-2
-3
В диссипативных системах с отрицательной энергией преобразование этой энергии в другой вид энергии происходит по схеме: канал перекачки энергии одного вида в другой открывается на тот вид энергии, образцы (или матрица из образцов) которой уже сформированы и которая как матрица является доминантной над всеми остальными, т.е. энергетические потери определяются матрицей, каналы выхода на которую являются энергетически наиболее предпочтительными. В примере с тритием, при выходе в сверхизлучательное состояние, при вовлечении ядер в коллективную динамику, когда отдача ядер пренебрежимо мала в сравнении с шириной уровня β-распада, запрет на лавинообразный переход с этого уровня β-частиц снят, и все потери отрицательной энергии пойдут по каналу формирования и, следовательно, высвечиванию β-частиц. Скорее всего, это уже будет не β-распад, т.к. до β-распада дело не дойдет. При условии полной коллективизации ядер и электронов вероятен [29] процесс "вытягивания" энергии из вакуума. Общая энергия коллективного возбуждения может оказаться достаточной (>>10 Дж·см) для перевода среды в сверхвозбужденное состояние с числом и системой уровней, обеспечивающих условие протекания реакций синтеза на ядрах , , , в результате которых рождаются, в частности, нейтроны, геометрия вылета которых и интенсивность (направленность, квадратичная зависимость длительности излучения от числа центров возбуждения, когерентность) определяются свойствами сверхизлучения [30 (стр.93, 94), 31].
γ
γ
е-
235
238
В период с 1979 г. по 1994 г. авторами настоящей заявки выполнен ряд экспериментальных работ по изучению и исследованию особенностей оптического излучения, возникающего в твердотельных и газовых средах при их облучении интенсивными ядерными излучениями (нейтронами, гамма-квантами и быстрыми электронами) при температурах Т>300°К. Исследуемыми средами являлись твердотельные сцинтиллирующие неорганические и органические монокристаллы NaI(Tl), CsI(Tl), стильбен и др. и газовые среды на основе Ar-Хе смесей. Исследования выполнены в диапазоне энергий гамма-квантов от Е~1,8 МэВ до Е~27 МэВ; нейтронов - на спектрах, близких к спектру деления U, U; электронов - с Е~27 МэВ. Диапазон регистрируемого оптического излучения - от глубокого (вакуумного) ультрафиолета с длиною волны λ<<250 нм до инфракрасной области с λ=2,03 мкм. Результаты экспериментов освещены в работах [5÷12, 13, 14, 16].
По результатам исследований установлено, что при выполнении определенных условий наблюдаемое оптическое излучение имеет признаки, характеризующие его как оптическое сверхизлучение (СИ):
1. Высокая степень направленности оптического излучения [5, 6, 10÷14] (Фиг.5, 6).
2. Квадратичная зависимость интенсивности оптического излучения от числа активных центров возбуждения [8, 9, 12, 13] (Фиг.7, 8).
3. Спектральная ширина оптического излучения изменяется несущественно (в сравнении со спектральной шириной спонтанного излучения) с разбиением на отдельные линии. В спектре отчетливо просматривается линейчатая структура [10, 13, 8, 9] (Фиг.9, 10, 11, 12).
4. Зафиксирована пространственная когерентность [не опубл.] (Фиг.13, 14, 15).
5. Наблюдается задержка в появлении оптического излучения (с перечисленными выше признаками) относительно импульсов накачки [5, 6, 8, 9, 12] (Фиг.16).
6. Установкой резонатора, при выполнении граничных условий, отмеченных применительно к средам генерирующим СИ, обеспечивается положительная обратная связь, как и для лазерно-активных сред [10, 14, 15].
7. Явление, особенности проявления которого отмечены в п.п.1÷6 - пороговое.
γ
u
-2
-1
-2
-1
Эффекты СИ при ядерной накачке при Т>300°К проявляются, если накачиваемую (возбуждаемую) среду размещать в поле гамма-квантов, рождающихся при радиоактивном распаде ядер возбуждаемой среды или ядер среды, окружающей возбуждаемую, при удельной мощности потока энергии Р, Дж·м·с, активационных гамма-квантов в возбуждаемой среде, сравнимой или большей удельной мощности потока внутренней колебательной энергии P, Дж·м·с, возбуждаемой среды.
Для перевода сред в атомно-ядерное сверхизлучательное состояние (АЯСИС) использовался интенсивный импульсный пучок жестких электронов с энергией . Импульсы пучка электронов с  являлись импульсами накачки исследуемых сред (образцов).
Экспериментальные результаты и методические особенности выполненных в период с 1995 по 2000 г.г. экспериментальных исследований освещены в работах [17÷19, 21÷23].
Эксперименты выполнены на ускорителе электронов МИ-30. Основной массив экспериментальных исследований выполнен на установке, представленной на Фиг.17. Выполнены эксперименты по сверхизлучению (на установке, представленной на Фиг.16, а) в оптическом диапазоне (Фиг.16), а также по сверхпоглощению и сверхизлучению (или мультиплицированию) гамма-квантов. Сверхпоглощение является антиподом сверхизлучения, но физика процессов, приводящих к сверхпоглощению - та же, различие только в граничных условиях [1, 20].
137
γ
В экспериментах по сверхпоглощению на исследуемых образцах в барьерной геометрии изучалось пропускание фотонов радионуклида Cs с энергией фотонов Е=0,661 МэВ.
Результаты экспериментов, на примере образца из алюминия толщиной 30 мм, представлены на Фиг.17, а.
В экспериментах по сверхизлучению получены данные об умножении (мультиплицировании) возбужденными средами гамма-квантов, имеющих "резонансные" энергии, т.е. энергии, совпадающие с энергиями гамма-квантов, испускаемых возбужденными нуклидами.
-
0
Экспериментальная методика и геометрия экспериментов по исследованию сверхизлучения (мультиплицирования) гамма-квантов аналогична экспериментам по пропусканию в барьерной геометрии. Но в качестве радионуклидного источника S использовался радионуклид, энергии гамма-квантов которого являются "резонансными" относительно возбуждаемого исследуемого образца. В данной работе в качестве источника с "резонансными" гамма-квантами использовался никелевый образец, аналогичный исследуемому (возбуждаемому), предварительно облученный в интенсивном потоке e-пучка с энергией электронов Е=27 МэВ.
На Фиг.18 представлены экспериментальные результаты.
γ
Согласно экспериментальным данным коэффициент мультиплицирования или умножения гамма-квантов может составлять K>>10.
γ
γ
γ
γ
γ
γ
На Фиг.19 проиллюстрированы результаты экспериментов, полученные на исследуемых образцах, находящихся в режиме остаточного сверхпоглощения (режим по геометрии и физическим параметрам аналогичный таковому, в котором получены результаты, представленные на Фиг.17) на временном интервале сразу после выключения пучка электронов, падающего на исследуемые образцы. Наблюдается значительная инерция (удержание) сверхпоглощательного состояния. На Фиг.20, 21, 22 представлены экспериментальные данные об активации образцов, облучаемых интенсивным пучком жестких электронов с энергией  за время от нескольких минут до нескольких десятков минут. При этом по оценкам в области энергий активационных гамма-квантов до Е<1 МэВ должны были выполняться условия выхода в сверхпоглощательное состояние. Уровень активации в зависимости от поглощенной энергии фиксировался по выходу активационных гамма-квантов из исследуемых образцов. Измерения выходов гамма-квантов выполнено двумя видами детекторов: интегральным стандартным детектором гамма-квантов КРАБ-2 и сцинтилляционным спектрометром гамма-квантов с детектором гамма-квантов монокристаллом NaI(Tl). Отклик детектора КРАБ-2 (Фиг.23) позволяет выделить область гамма-квантов Е<0,1 МэВ. Сцинтилляционный спектрометр фиксировал гамма-кванты в диапазоне энергий Е>0,15 МэВ. Спектры активационных гамма-квантов простирались, в основном, до энергий Е>3 МэВ (Фиг.26). Геометрия облучения образцов представлена на Фиг.24. Экспериментальные результаты, представленные на Фиг.20, 21, характеризуются более чем в десять раз заниженной величиной радиоактивности (область энергий активационных гамма-квантов Е<0,15 МэВ) в сравнении с обычным "классическим" облучением потоком нейтронов (и фотонейтронов) до аналогичных значений поглощенной энергии ядерных излучений. Экспериментальные результаты в области энергий активационных гамма-квантов Е>1÷1,5 МэВ (Фиг.22, 25) отражают факт несоответствия интенсивности и энергии и геометрии накачки критериям выхода в сверхизлучательное (сверхпоглощательное) состояние в этой области энергий возбуждения исследуемых образцов (по интенсивности накачки и внешних силовых полей).
6
8
Погрешности результатов экспериментальных исследований, а это, в основном, статистические и систематические погрешности, оценивались обычными "классическими" методами. Минимизация погрешностей осуществлялась высокой кратностью проводимых экспериментов; максимально возможной синхронизацией (одновременностью) процедур измерений "фон + эффект", "фон"; высокой статастической наполненностью в каждой фиксируемой "точке" экспериментальных функциональных зависимостей (от времени). Число статистических отсчетов в каждой точке достигало 10-10 отсчетов. Кроме того, выполнен ряд дополнительных экспериментов, результаты которых могут трактоваться как следствие жесткой корреляции коллективной динамики ядер с обобщенной коллективной орбиталью электронов. В случае предполагаемой жесткой корреляции связей электронов и ядер естественно предположить дефицит связей электронов и ядер среды, находящейся в сверхизлучательном (сверхпоглощательном) состоянии, на взаимодействие с внешними полями, включая и поле гравитации.
58
-
-
Были выполнены эксперименты, в которых зафиксировано изменение силы тяжести на образцах из Ni, устанавливаемых в поток е-пучка в геометрии и при параметрах е-пучка, обеспечивающих мультиплицирование гамма-квантов в Ni-образце. При весе Ni-образца, равном Р=40 г, зафиксировано уменьшение веса более чем на 0,5% (>200 мг). Изменение веса более чем на 200 мг зафиксировано с погрешностью менее 10%. Таким образом, по мнению авторов, часть микрокомпонентов (квантовых систем) никелевого образца не взаимодействовала с гравитационным полем.
При выполнении гравитационных экспериментов наблюдалось красное свечение Ni-образца при температуре образца Т<460°С. Измерение температуры выполнено в центре и на поверхности образца хромель-алюмелевыми термопарами диаметром 0,5 мм. Температура образца, оцененная методами спектрального анализа по цветности свечения образца, соответствовала температуре Т≈950°С. Светимость соответствовала светимости ламп накаливания в несколько десятков милливатт. Наблюдавшееся свечение, по-видимому, является свечением электронов, удерживаемых на круговых орбитах во внешнем магнитном поле и кулоновскими силами ядер. Численные оценки величины внешнего магнитного поля, возникающего за счет токов смещения в СВЧ-диапазоне и оценки спектрального состава тормозного излучения электронов (закручиваемых внешним магнитным полем, а также удерживаемых кулоновскими силами ядер на орбитах), не противоречат данному предположению.
-
Следует отметить следующее очень важное обстоятельство. При проведении исследований по сверхизлучению замечено катализирующее влияние нейтронных потоков на проявление сверхизлучательных эффектов. Например, при снижении энергии электронов е-пучка до  интенсивность проявления сверхизлучательных эффектов резко снижается (в несколько раз, 5÷10 раз).
-
-
Необходимый (даже избыточный) уровень возбужденных центров в исследуемой среде обеспечивали изменением тока e-пучка. Уменьшался существенно (в десятки раз) только выход фотонейтронов. Восстановление уровня фотонейтронов при достижении электронами e-пучка энергии гигантского резонанса  приводило к восстановлению интенсивности проявления сверхизлучательных эффектов. При этом увеличение числа центров возбуждения за счет нейтронных реакций составляло пренебрежимо малую величину, менее 1%. Напрашивается вывод: по-видимому, на процессы коллективизации электронных оболочек очень сильное влияние оказывает когерентная поляризация исследуемой среды продуктами β-распада нейтронов.
2
-6
2
4
2
н
н
н
γ
н
γ
Помимо сверхизлучательных и сверхпоглощательных процессов, сопровождающихся испусканием γ-квантов, были поставлены эксперименты, в которых рассматривалось поведение нейтронов в среде в условиях сверхпоглощения. Материалом среды являлся полиэтилен в виде пластин размерами S=55×55 см. Пластины собирались в блок высотой h=20 см. Блок размещался во внешнем высоковольтном электрическом поле. Вплотную к блоку устанавливали нейтронную трубку НТ-910 импульсного нейтронного генератора с энергией нейтронов на выходе тритиевой мишени Е=14 МэВ. Длительность нейтронных импульсов составляла τ=0,5·10 с. Частота следования импульсов регулировалась в диапазоне 25÷40 Гц. При работающем генераторе в определенный момент времени включалось внешнее электрическое поле, и на выходе полиэтиленового блока со стороны, обратной расположению нейтронной трубки НТ-910, регистрировали сцинтилляционным спектрометром "n"- и "γ"-излучения с дискриминацией фонового компонента (или γ-квантов, или нейтронов). Детектором сцинтилляционного спектрометра являлся монокристалл стильбена диаметром ⌀=40 мм и высотой h=40 мм. Детектор устанавливался на расстоянии L=2,5 м от полиэтиленового блока. Были зафиксированы нейтроны и γ-кванты: выделенная область для нейтронов Е~3÷5 МэВ; выделенная область для γ-квантов Е~20÷25 МэВ. Число нейтронов на один нейтрон, вылетающий из трубки нейтронного генератора, составляло Ф~10÷10 нейтронов; число γ-квантов на единичный поток излучения, выходящее из трубки нейтронного генератора, составляло Ф>10.
На основании анализа экспериментальных данных и в рамках предполагаемых моделей, отождествляемых с основными свойствами наблюдаемых излучений, сделаны выводы о факторах, определяющих процессы формирования сверхизлучательного состояния возбуждаемых сред с последующим сверхизлучением этих сред, находящихся в сверхизлучательном состоянии. Существенное влияние на эффективность формирования сверхизлучения и на его характеристики оказывают граничные и начальные условия, особенно на начальной стадии формирования сверхизлучения (геометрические факторы, инкремент, характеризующий абсолютную величину и характер временной зависимости инверсной населенности). Например, в работе [26] приводятся данные о преобразовании энергии ядерной накачки в излучение оптического диапазона с КПД=90% сцинтилляционными детекторами, изготовленными по нанотехнологическим критериям (диамеры сцинтилляционных детекторов равны 90 нм).
Ниже приведены значения физических и эксплуатационных параметров, характерных для экспериментальной установки МИ-30 (Фиг.17), и краткое описание процедур оценок и некоторые краткие выводы по этим оценкам некоторых узловых параметров, выполненных на основе полученных экспериментальных данных.
1. Пучок электронов импульсный.
A
2. Амплитудное значение тока i=120÷200 мА=0,12÷0,2 А.
A
-2
3. Среднее значение амплитуды тока в импульсе i=30÷50 мА=(3÷5)10 А.
-
4. Частота следования импульсов e-пучка f - 100 Гц.
е-
е-
5. Диаметр сечения (пятна) сфокусированного пучка электронов в области исследуемых образцов ⌀=6,3 мм. В экспериментах по оптическому сверхизлучению - до ⌀=25 мм.
-
6. Энергия электронов е-пучка .
58
28
7. Геометрия образцов, например, из Ni, диски: диаметр ⌀=50 мм; толщина h=10 мм; набор дисков до толщины Н=50 мм.
СВЧ
8. Частота СВЧ-генератора: f=3,3 ГГц.
-
-6
-12
-12
и
СВЧ
СВЧ
9. На выходе микротрона импульс e-пучка длительностью τ=10 с представляет собой цуг импульсов СВЧ с длительностью на полувысоте отдельного импульса в цуге τ=80·10 с. Форма импульсов - гауссовая. Период следования импульсов СВЧ внутри цуга Т=320·10 с.
СВЧ
СВЧ
10. Эффективная длина первичных 80-ти пикосекундных сгустков (импульсов СВЧ): l=с·τ=2,4 см=0,024 м.
-
-6
-6
u
11. Рабочая длительность e-пучка при τ=10 с и f=100 Гц в течение t=1с-Δt=25·10 с.
-
A
12. Большинство экспериментов выполнены при амплитудном значении тока е-пучка: i=120 мА=0,12 А и частоте f=100 Гц.
-
13. Доля радиационных тормозных потерь (от общей энергии e-пучка) - ~0,5.
СВЧ
СВЧ
-
8
14. Число электронов в первичном импульсе τ e-пучка: N'=6·10.
-
-6
u
15. Число электронов e-пучка за τ=10 с составляет .
-
16. Число электронов е-пучка за 1 с при f=100 Гц составляет .
17. Коэффициент умножения  электронов в результате каскадных процессов на более "мягкие" электроны от первичных электронов с  и рожденных при взаимодействии тормозных γ-квантов со средой: . Средняя энергия каскадных электронов принята  и .
18. Таким образом, конечное число электронов в первичном сгустке: .
-
0
смещ.
19. Определим индукцию вихревого магнитного поля в центральной части е-пучка при взаимодействии со средой образцов: В=(µ·I)/2πr, где r - радиус эффективной площади поперечного сечения вихревого электрического поля. Эффективный объем, в котором концентрируется максимум вихревого электрического поля, - диаметр ⌀=1 см; длина L=2,4 см.
см
0
0
0
0
10
20. Плотность тока смещения: i=∂D/∂t=εε(1+Х)∂Е/∂t~ε∂Е/∂t, т.к. при предполагаемых частотах (ω>>10 Гц)εε(1+X)~ε.
смещ.
смещ.
7
-9
21. Получены следующие оценочные значения параметров I, В, ρ - радиус орбиты Ридберга при n=40: I=8,3·10 А; В=40÷1000 Тл; ρ=8,815·10 м.
22. Радиус ρ определяем по выражению .
-9
2
2
-12
-7
-25
cвeч.
ж.с.с.
об
cвeч.
об
β
ж.с.с.
об
об
a
23. Мощность свечения при ρ=8,815·10 м: W=µe/6πc=0,422·10 Вт, где µ=4π·10 (Тл·м)/А;  - ускорение вращательного движения электрона;  - линейная скорость электрона на орбите с энергией, соответствующей n=40. Оценим время жизни сверхизлучательного, точнее, сверхпоглощательного состояния Т. Время одного оборота  с. Потеря энергии за 1 оборот: ΔЕ=W·Т=0,15·10 Дж. Количество оборотов . Примем  (усредненные литературные данные по β-распадам Е=(0,1-1)МэВ). Тогда Т=n·Т=0,357 с.
с
1
о
c
2
-14
-12
24. Длительность сверхизлучательного импульса на Хе: τ=(4πST)/(λNL)=3,75·10 с. Время задержки τ=τlnN=10 с.
с
0
c
-14
-12
25. Длительность сверхизлучательного импульса τ=1,3·10 с. Время задержки: τ=τlnN=0,4·10c.
с
с
1
накачки
неодн.уш.
ч.ц.в.
1
неодн.уш.
2
26. Выполним альтернативные оценки τ для монокристаллов NaI(Tl) и Ar-Хе газовой смеси по выражению: τ=(4π·Т·Δt·Δω)/(λ·N·L), Т - время жизни относительно спонтанных переходов; Δω - ширина спектра свечения в режиме сверхизлучения.
c
0
c
-7
-12
14
-7
2
20
-2
-7
-6
27. Для NaI(T1): τ=(12,56·2·10·80·10·5.5·10)/((3,7·10)·1,964·10·3·10))≈1,4·10с, задержка τ=τlnN=4,6·10 с=4,6 мкс.
c
c
1
неодн.уш.
0
c
-8
-12
12
-6
2
17
-2
-11
-9
-9
-8
28. Для Ar-Хе смеси: τ=(12,56·10·80·10·10)/((2·10)·0,67·10·5·10))=75·10=0,75·10 с. Такое значение τ получено из-за неопределенности в значениях Т и Δω·τ=τlnN=0,75·25=19·10=1,9·10 с.
L
СВЧ
СВЧ
-9
-9
29. Оценим индукцию внешнего магнитного поля В для варианта по п.21. Оценку выполним с помощью гироскопического соотношения: N=(dL)/(dt), в котором N - момент вращающей силы, действующей на плечо, равное r=ρ радиусу орбиты L ридберговского электрона при повороте магнитного момента µ к направлению параллельному вектору магнитной индукции В. Значение "В" находим из соотношения: N=В·µ·N· В=N/(µ·N)=(1,155·10 Дж)/(0,8·10 Дж/Тл)=1,5 Тл. Т.е. В≥(1÷10) Тл.
Как видим, экспериментальные результаты и значения оцененных физических параметров не противоречат моделям, принятым (поляритонная 2-уровневая модель, протуберанцевая модель структуры атомов) при интерпретации сверхизлучательных процессов, а следовательно, могут служить основой для формирования прикладных технических решений (предложений).
ж.с.с.
ж.с.с.
вн
L
31. Оцененные значения Т (см. п.п.23) существенно отличаются от эксперементальных значений: Т=10÷100 с. Причин может быть три: 1. Сильная ортогонализация волновых функций, описывающих в ридберговских состояниях орбитальные моменты. 2. Энергия электрона на орбите поддерживается сохранением произведения В·µ=const из-за перекачки энергии внешнего магнитного поля в орбитальный. 3. Резонансная перекачка энергии по каналам: вакуум - нуклонноядерный конденсат в виде протуберанцев - ридберговские электроны. Наиболее вероятными представляются причины 2 и 3.
32. При формировании коллективной орбитали, переводящей среду в атомно-ядерное сверхизлучательное (сверхпоглощательное) состояние (АЯСИС), блокируются связи (из-за переключения на сформировавшиеся более значимые внутренние) с другими внешними полями, взаимодействующими с квантовыми системами среды. Если это так, то должна иметь место блокировка и на внешнее гравитационное поле. Проведены эксперименты, которые подтвердили, что при выходе на АЯСИС происходит блокировка гравитационного поля. Образец из никеля весом 40 г изменял свой вес в сторону уменьшения на 0,5%, доходя в отдельных случаях до 0,7÷0,8%. Погрешность экспериментальных результатов - <10%.
33. И в этих же экспериментах по блокировке гравитационного поля в АЯСИС наблюдалось красное свечение никелевого образца (оптические ("визуальные") оценки соответствовали температуре 900÷1000°С) при температуре самого образца в центре и на поверхности Т=460°С. Измерение температуры осуществлялось хромель-алюмелевыми термопарами. Линейность термопар проверялась до 1000°С. Погрешность: 0,5÷1%. Диаметр ⌀=0,5; 1,0 мм.
Осуществление способа и работа установки поясняются следующими чертежами.
Фиг.1. ОКУЯН.
Фиг.2. Блок-схема экспериментальной установки.
-
1 - кювета диаметром ⌀5÷10 мм с активной газовой средой; 2 - малогабаритный импульсный соленоид, ИЭМ, на магнитную индукцию В=10÷30 Тл; 3 - выходное окно вакумного электроновода e-пучка; 4 - электроновод; 5 - ускоритель электронов; 6 - трубка нейтронного генератора; 7 - электронный блок нейтронного генератора; 8 - детектор излучений, выходящих из кюветы 1; 9 - сигнальный и коммутационный кабели детектора 8; 10 - неборированный полиэтилен; 11 - осевой (экспериментальный) канал; 12 - тритиевая мишень.
Фиг.3. Общая блок-схема заявляемого устройства.
1 - кювета с активной газовой средой; 2 - устройство формирования интенсивного импульсного магнитного поля в области размещения активной среды; 3 - внешние поля, стимулирующие формирование сверхвозбужденного состояния активной среды; 4 - пучок сверхизлучения на выходе кюветы; 5 - импульсное устройство энергетической накачки для формирования необходимого уровня инверсной населенности в активной среде; 6 - отражатель сверхизлучения; 7 - отраженная часть пучка сверхизлучения; 8 - детектор (или детекторы) сверхизлучения; 9 - устройство управления генераторами запуска внешних устройств с заданными параметрами полей в зависимости от длительности, амплитуды и структуры пучков сверхизлучения на выходе кюветы; 10 - устройство дополнительного источника ядерного проникающего излучения (нейтронов и γ-квантов) импульсного или неимпульсного исполнения; 11 - устройство формирования в области размещения активной среды стационарных (или импульсных) полей, создаваемых наведенной радиоактивностью, при радиационном захвате нейтронов ядрами вспомогательных элементов.
0
cпoнт.
Фиг.4. СИ на переходе 2-1 с частотой ω и мощностью Q>>Q.
Фиг.5. Распределение интенсивности световых пучков на выходе оптического резонатора:
а.
1
2
- распределение интенсивности светового пучка на выходе оптического резонатора, имеющего "глухое" зеркало с r~1 в отсутствие выходного зеркала. Апертура выходного отверстия а=27 мм, расстояние от выходного отверстия до фотопластинки l=530 мм;
- распределение интенсивности светового пучка на выходе оптического резонатора в отсутствие "глухого" и выходного зеркал. Отражения обусловлены только изменением коэффициента преломления на торцах активной среды.
б.
1
2
- распределение интенсивности светового пучка на выходе оптического резонатора с установленным "глухим" с r~1 и выходным с r~0,95 зеркалами. Апертура выходного зеркала а=24 мм, l=465 мм;
- распределение интенсивности светового пучка на выходе резонатора в отсутствие "глухого" зеркала с разъюстированным относительно оптического элемента (активной среды) выходным зеркалом.
в.
2
- распределение интенсивности светового пучка на выходе резонатора с установленным выходным зеркалом с r~0,95 в отсутствие "глухого" зеркала.;
- распределение интенсивности светового пучка на выходе резонатора в отсутствие "глухого" зеркала с разъюстированным относительно оптического элемента (активной среды) выходным зеркалом.
Фиг.6. Примеры расходимости и распределений интенсивностей световых пучков:
3 - световой пучок фотонов с λ<425 нм. Надпороговый режим накачки.
6 - насадка для фиксации светофильтров;
7 - дюралюминиевая обечайка кристаллов;
9 - монокриисталл NaI(Tl): d=4 см, h=4 см.
12 - светофильтр. Пунктиром обозначен один из зафиксированных вариантов направленного компонента.
На Фиг.6 представлены характерные экспериментальные результаты, полученные в исследованиях с кристаллами NaI(Tl), геометрическая ось которых устанавливалась перпендикулярно направлению оси электронного пучка.
Фиг.7. Изменение амплитуды импульсов генерационного излучения в зависимости от длительности импульсов накачки.
°°° - эксперимент;
- расчет по выражению [25]
при значениях параметров:
0
0
T
1
0
-1
-1
-1
A=1,015; В=4,3; α=5,8 мкс; Δt=0,14 мкс; φ=0,76 мкс; φ=0,799 мкс; Δt=0,501 мкс.
Фиг.8. Световыход монокристалла Nal(Tl) в зависимости от плотности потока гамма-квантов, падающих на монокристалл.
••• - эксперимент;
.
.
.
γ
γ,n
γ
γ,n
γ,n
---- - экстраполяция в область Ф>Ф функциональной зависимости световыхода, характерной для значений плотностей потоков Ф<Ф.Ф - пороговая плотность потока гамма-квантов (для возникновения сверхизлучательного состояния).
Данные во вставке представлены в натуральном масштабе.
Фиг.9. Спектр сцинтилляций кристаллов NaI(Tl):
γ
n
γ
10
-1
-2
- подпороговый режим, φ<φ, φ~7·10 с·см, без оптического резонатора.
к
к
γ
12
-1
-2
Фиг.10. Спектр оптического излучения на выходе резонатора (-), торцевые поверхности кристалла NaI(Tl) диаметром d=4 и длиной l=8 см оптически сочлены с выходными окнами из оптического стекла, боковая поверхность очищена от отражающего порошка MgO и окружена йодистым метиленом и черным бархатом, пропитанным йодистым метиленом, режим облучения надпороговый, φ~8·10 с·см, оптический резонатор отъюстирован на режим генерации, спектр сцинтилляций кристаллов NaI(Tl) без оптического резонатора, соответствующий спектру на Фиг.9.
Фиг.11. Спектры оптического свечения монокристалла NaI(Tl).
- спектр спонтанного оптического излучения монокристалла NaI(Tl);
1 - интегральный спектр;
2, 3 - дифференциальные спектры.
Фиг.12. Спектры оптического излучения, выходящего из монокристаллов, размещенных внутри оптического резонатора.
1
- спектр оптического излучения на выходе оптического резонатора, имеющего "глухое" зеркало с r~1 в отсутствие выходного зеркала (экспериментальные условия соответствуют условиям, при которых получены результаты, представленные на Фиг.11 (сплошные линии);
γ
n
γ
11
-2
-1
- спектр оптического излучения на выходе оптического резонатора в отсутствии зеркал и при плотности потока гамма-квантов Ф, примерно на два порядка ниже пороговой плотности потока Ф, Ф=10 см·с;
60
- спектр оптического излучения, полученный при облучении монокристаллов NaI(Tl) гамма-квантами изотопного источника Со.
с
-3
-4
Фиг.13. Рефракционная картина, интерпретированная в рамках метода фазового контраста. Монокристалл стильбена размерами: высота h=40 мм, диаметр ⌀d=40 мм. Выходное полупрозрачное окно убрано; 100< увеличение <1000. Длина волны сверхизлучения λ~20 нм (~60 эВ). Расходимость пучка излучения при установленном выходном окне - 10-10 рад.
Фиг.14. Принципиальная схема микроскопа, реализующая метод «фазового контраста». L - щель, имитирующая точечный источник; 1 - диафрагма; 2 - конденсор; 3 - объект наблюдения; 4 объектив; 5 - фазовая пластинка; АА - фокальная плоскость объектива 4; ЕЕ - плоскость изображения объекта наблюдения.
Фиг.15. Фазовые и амплитудные характеристики световых волн в микроскопе, реализованном по мутоду "фазового контраста".
Фиг.16. Импульсы на регистрирующем осциллоскопе импульсного двухлучевого осциллографа С1-75 при накачке Ar-Хе смеси электронным пучком.
а. Оптический резонатор отъюстирован на режим генерации. Фотодетектор - на основе фотодиода ФД-10ГА.
б. Оптический резонатор разъюстирован. Фотодетектор - на основе фотодиода ФД-10ГА.
в. Оптический резонатор отъюстирован на режим генерации. Фотодетектор - на основе фотосопротивления ФСГ-22-ЗА2.
г. Оптический резонатор разъюстирован. Фотодетектор - на основе фотосопротивления ФСГ-22-ЗА2.
1 - импульс накачки (вход I осциллографа); 2 - импульс генерации (вход II осциллографа); 3 - базовый ("нулевой") уровень по входу II осциллографа, флуктуации которого в течение длительности импульсов электронного пучка определяются "наводками" от управляющих цепей СВЧ-магнетрона микротрона МИ-30.
Фиг.16, а. Геометрия экспериментальной установки для исследования характеристик сверхизлучения оптического диапазона (длины волн λ=1,73 мкм; λ=2,03 мкм) Ar-Хе газовой смеси.
1 - вакуумный электроновод; 2 - оптический фильтр; 3 - лазерная кювета; 4 - фокусирующая линза F=112 мм; 5 - фотодетектор ФД-10ГА; 6 - корпус детектора; 7 - оптический фильтр; 8 - свинцовая защита; 9 - котировочный лазер ЛГ-70; 10 - заслонка; 11 - заглушка коллиматора фотодетектора; 12 - свинцовая мишень; 13 - оптическая скамья; 14 - диафрагма; 15 - алюминиевая мембрана.
*)
-
Характерное сечение возбуждаемого объема Ar-Хе смеси в плоскости, перпендикулярной направлению электронного пучка е.
Фиг.17. Геометрия экспериментальной установки для исследования сверхизлучательных и сверхпоглощательных эффектов в γ-квантовом диапазоне.
137
γ
1 - электроновод электронного ускорителя МИ-30 [38]; 2 - тормозная мишень; 3 - исследуемый образец; 4 - дюралюминиевая капсула для образца из радионуклида Cs с энергией испускаемых γ-квантов Е=0,661 МэВ; 5 - свинцовый защитный контейнер; 6 - свинцовый шибер с перекрывающимся каналом-коллиматором для выхода пучка γ-квантов, падающего на исследуемый образец; 7 - защитный свинцовый экран-коллиматор сцинтилляционного детектора 8; 8 - сцинтилляционный детектор (монокристалл стильбена); 9 - фотоумножитель; 10 - корпус детектора и коммутационного переключателя динодов [39]; 11 - защитный свинцовый контейнер для детектора 8; 12 - каретка для перемещения шибера 6; 13 - электродвигатель дистанционного перемещения шибера 6 с каналом-коллиматором с помощью каретки 12.
γ
27
-
Фиг.17, а. Экспериментальные значения пропусканий T(f) гамма-квантов с энергией Е=0,661 МэВ за образцами из алюминия (Al) в зависимости от времени облучения е-пучком:
•••°°° - эксперимент;
- ориентировочные значения пропусканий;
0
-
Т--- - пропускание гамма-квантов до облучения образца е-пучком;
-
↓ - границы включенного е-пучка.
58
-
Фиг.18. Экспериментальные значения пропусканий T(f) гамма-квантов с резонансными энергиями радиоактивного никеля (Ni) в зависимости от времени облучения е- пучком:
•••°°° - эксперимент;
- ориентировочные значения пропусканий;
0
-
Т--- - пропускание гамма-квантов до облучения образца е-пучком;
-
↓ - границы включенного е-пучка.
Фиг.19. Данные по результатам экспериментальных исследований пропусканий T(f).
0
γ
-
Т (пунктирные линии) - пропускание гамма-квантов с энергией Е=0,661 МэВ образцами до их облучения e-пучком.
2
2
3
2
2
3
1) Стекло, состав (по весу, ориент.): SiO - 72%; FeO - 0,2%; CaO - 6,6%; MgO - 4,1%; NaO - 14,7%; KO - 1%; SO - 0,35%;
2) Al;
3) Ni.
Фиг.20. Изменение гамма-активности по длине (по секциям) Ni-образцов в зависимости от суммарной (по времени) энергии падающего пучка электронов.
-
- энергия е-пучка. Кулоны;
эксп
-
D - экспозиционная доза на поверхности Ni-образца со стороны падающего е-пучка;
γ
оо - экспериментальные данные по гамма-активности А 1-й секции (Δl=1 см);
γ
  - экспериментальные данные по гамма-активности А 2-й секции (Δl=1 см);
γ
  - экспериментальные данные по гамма-активности А 3-й секции (Δl=1 см);
γ
+ + - экспериментальные данные по гамма-активности А 4-й секции (Δl=1 см);
γ
•• - экспериментальные данные по гамма-активности А 5-й секции (Δl=1 см);
-
-·-·-·- - ориентировочное "сглаженное" представление функционального поведения значений гамма-активностей секций Ni-образцов в зависимости от полной энергии e-пучка;
1, 2, 3, 4, 5 - номера секций в соответствии с геометрией, представленной на Фиг.24.
Фиг.21. Изменение гамма-активности по длине (по секциям) Ni-образцов в зависимости от суммарной (по времени) энергии тормозных гамма-квантов, поглощенных в Ni-образцах.
"Точечное" представление экспериментальных данных - аналогичное таковому на Фиг.20.
- ориентировочное "сглаженное" представление функционального поведения значений гамма-активностей секций Ni-образцов в зависимости от поглощенной энергии тормозных гамма-квантов;
1, 2, 3, 4, 5 - номера секций в соответствии с геометрией, представленной на Фиг.24.
-·-·-·-·- - предположительное посекционное поведение гамма-активностей Ni-образцов в отсутствии аномалий во взаимодействии тормозных гамма-квантов с Ni-образцами.
Фиг.22. Изменение гамма-активности по длине (по секциям) Ni-образцов в зависимости от суммарной (по времени) энергии тормозных гамма-квантов, поглощенных в Ni-образцах.
1, 2, 3, 4, 5 - номера секций в соответствии с геометрией, представленной на Фиг.24.
γ
-о-о- - экспериментальные данные, полученные в измерениях гамма-спектрометром для энергий Е>0,2 МэВ, для 1-й секции;
γ
--- - экспериментальные данные, полученные в измерениях гамма-спектрометром для энергий Е>0,2 МэВ, для 2-й секции;
γ
--- - экспериментальные данные, полученные в измерениях гамма-спектрометром для энергий Е>0,2 МэВ, для 3-й секции;
γ
-+-+- - экспериментальные данные, полученные в измерениях гамма-спектрометром для энергий Е>0,2 МэВ, для 4-й секции;
γ
-•-•- - экспериментальные данные, полученные в измерениях гамма-спектрометром для энергий Е>0,2 МэВ, для 5-й секции;
-·-·-·- - оценочные данные по гамма-активностям секций Ni-образцов, полученные по нормированным данным, представленным на Фиг.21 штрихпунктирными "кривыми" (по результатам измерений КРАБом).
Фиг.23. Чувствительность приемника (детектора) гамма-квантов КРАБа-2 к падающим гамма-квантам разной энергии.
-
Фиг.24. Геометрия облучения Ni-образцов е-пучком.
γ
4
Фиг.25. Изменение гамма-активности по длине (по секциям) Ni-образцов при суммарной (по времени) энергии тормозных гамма-квантов, поглощенных в Ni образцах, E=2·10 Дж.
γ
++ - экспериментальные данные, полученные в измерениях гамма-спектрометром [7] для энергий Е>0,2 МэВ;
⊕⊕ - данные по гамма-активностям, полученные из измерений КРАБом для варианта "классического" (неаномального) изменения наведенной гамма-активности с энергией облучения;
γ
•• - экспериментальные данные, полученные в измерениях гамма-спектрометром [7] в диапазоне энергий Е=0,75÷1,35 МэВ;
(•)(•) - данные по гамма-активностям, полученные в измерениях КРАБом, в соответствии с экспериментальными результатами.
Фиг.26. Спектр гамма-квантов, сопровождающих спад радиоактивности облученных Ni-образцов
СПИСОК ИСТОЧНИКОВ ИНФОРМАЦИИ
1. Dicke R.Coherence in spontaneous radiation processes - Phys. Rev., 1954, v.93, N1, p.99-110.
2. Железняков В.В., Кочаровский В.В., Кочаровский Вл.В. Волны поляризации и сверхизлучение в активных средах. Успехи физических наук. Т.159. Вып.2. С.194-256. 1989.
3. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. М: Наука, 1982.
4. Фаин В.М. Фотоны и нелинейные среды. М: Наука, 1972.
5. Трыков О.А., Горячев И.В., Мохов А.С. Об особенностях излучения сцинтилляторов в интенсивных импульсных полях нейтронов и гамма-квантов. Препринт ФЭИ-1369, Обнинск, 1983 г.
6. Трыков О.А., Филяев В.Ф., Васин В.Т., Жаринов В.И. Свечение неорганических кристалов Nal(Tl) и CsI(TI) в области «пороговых» плотностей потоков гамма-квантов. Препринт ФЭИ-1839, Обнинск, 1987 г.
7. Трыков О.А., Горячев И.В. «О возникновении высокоинтенсивных импульсных микроисточников излучения оптического диапазона при «внезапном» старте заряженных частиц в веществе». Информационное сообщение. ВАБТВ им Р.Я.Малиновского. Москва, 1979 г.
8. Трыков О.А. и др. Атомная энергия. 1991 г. Т.70. №6. С.415-416.
9. Трыков О.А. и др. Атомная энергия. 1991 г. Т.71. №2. С.151-153.
10. Трыков О.А., Кормышев В.В. Отраслевая конференция. «Физика ядерно-возбуждаемой плазмы и проблемы лазеров с ядерной накачкой». т.3, 1993 г., с.247-256.
е-
11. Трыков О.А., Кормышев В.В., Васин. В.В., Филяев В.Ф., Чопоров Ю.М. Пороговые характеристики лазерно-активной Ar-Хе среды при импульсной накачке пучком жестких электронов с энергией электронов Е=27 МэВ. Труды второй международной конференции «Физика ядерно-возбуждаемой плазмы и проблемы лазеров с ядерной накачкой», 26-30 сентября 1994 г. (ЛЯН-94), Арзамас-16, 1995. Т.1, с.342-346.
o
12. Трыков О.А. Анализ результатов экспериментальных исследований лазерно-активной Ar-Хе газовой смеси, облучаемой пучком жестких электронов с энергией электронов E=27 МэВ. Препринт ФЭИ-2521, Обнинск, 1996 г.
13. Трыков О.А. Экспериментальные исследования коллективных эффектов в излучении оптического диапазона, инициируемого гамма-квантами в твердотельных средах. Препринт ФЭИ-2489, Обнинск, 1996 г.
14. Трыков О.А., Филяев В.Ф., Васин В.Т., Жаринов В.И. Свечение неорганических кристаллов NaI(TI) и CsI(TI) в области «пороговых» плотностей потоков гамма-квантов. Препринт ФЭИ-1839, Обнинск, 1987 г.
15. Андреев А.В. Успехи физических наук. 1990 г., т.160, вып.12, с.1-46.
16. Трыков О.А., Мохов А.С., Горячев И.В., Гнеденко В.Г., Соловьев Н.А., Мохов И.А. Эксперименты с возбужденными средами и интерпретация некоторых обнаруженных эффектов в рамках предложенной модели коллективных взаимодействий. Препринт ФЭИ-2910, Обнинск, 2001 г.
17. Трыков О.А. Экранирование фотонов рентгеновского и гамма-излучений. Препринт ФЭИ-2732, Обнинск, 1998 г.
18. Трыков О.А., Соловьев Н.А., Мохов А.С., Гнеденко В.Г., Горячев И.В. Некоторые аномалии при взаимодействии фотонов с возбужденными средами. Препринт ФЭИ-2793, Обнинск, 1999 г.
19. Трыков О.А. Экспериментальные исследования взаимодействия гамма-квантов с возбужденными твердотельными средами. Препринт ФЭИ-2480, Обнинск, 2000 г.
20. Железняков В.В. Что такое сверхизлучение. - Соросовский образовательный журнал. №4, 1997. С.52-57.
21. Трыков О.А., Леонова O.O., Соловьев Н.А., Хачатурова Н.Г. О возможности вынужденной деактивации ядер. Статья в сборнике докладов 6-ой Международной научно-технической конференции МНТК-2008 "Безопасность, эффективность и экономика атомной энергетики". Москва, 2008.
22. Трыков О.А., Леонова О.О., Соловьев Н.А., Хачатурова Н.Г. Технологические перспективы при ядерной накачке сверхизлучающих и сверхпоглощающих сред. Интернет-публикация - www.oxleo.narod.ru. Обнинск, 2009.
23. Трыков О.А. О возможности вынужденной деактивации радиоактивных ядер. Препринт ФЭИ-3120. Обнинск, 2008.
24. Набойкин Ю.В., Самарцев В.В., Зиновьев П.В., Силаева Н.Б. Когерентная спектроскопия молекулярных кристаллов. Киев: Наукова думка, 1986 г.
0
25. Трыков О.А. Анализ результатов экспериментальных исследований лазерно-активной Ar-Хе газовой смеси, облучаемой пучком жестких электронов с энергией электронов E=27 МэВ. Препринт ФЭИ-2521. Обнинск, 1996.
26. Бритвич Г.И. Спектрометр гамма-квантов и быстрых нейтронов на основе пластического сцинтиллятора объемом до 500 л с использованием спектросмещающих волокон. В сборнике докладов. Метрология. В печати. Международная конференция "Ядерное приборостроение 2008". 21-23 апреля, НИЦ "СНИИП".
27. Мухин И.А. Устройства и установки для генерации сильных импульсных магнитных полей. www.imlab.narod.ru/M_Fields/Strong_MF/Strong_MF.htm. Интернет-публикация. Тверь, 2007.
28. Дьяченко П.П. и др. Энергетический макет оптического квантового усилителя с ядерной накачкой. ГНЦ РФ ФЭИ. www.ippe.obninsk.ru/podr/tpl/device/stb_k.html. Интернет-публикация. Обнинск, 1997-2000 г.г.
29. Steven Mark. Torrodial Power Unit. www.thewaterengine.com/pdf/stevenmarktpu.pdf. Интернет-публикация, v 1.0/2007.
30. Арцимович Л.А. Избранные труды. Атомная физика и физика плазмы. М.: Издательство "Наука", 1978.
31. Арцимович Л.А. О нагреве ионов в установке "Токамак" // УФН. Т.99. №11, 1969.
32. Тарасов Л.В. Физика процессов в генераторах когерентного оптического излучения. М.: Радио и связь. С.440, 1981.
33. Радиоактивные отходы. Общий обзор. Интернет-пуликация. Wikipedia. ru.wikipedia.org/wiki/Радиоактивные_отходы.
34. Проблема утилизации ядерных отходов. Интернет-заметка. Форум. nudearno.com/forum.asp?action=view&id_forum=1579. Август, 2009.
35. Машкович В.П. Защита от ионизирующих излучений. Справочник. Издание третье. М.: Энергоатомиздат, 1982.
36. Белл Д., Глесстон С. Теория ядерных реакторов. М.: Атомиздат, 1974.
37. Марион Дж., Фаулер Дж. Физика быстрых нейтронов. Техника эксперимента. М.: Госатомиздат.T.1, 1963.
38. Капица С.П., Мелехин В.Н. Микротрон. М.: Наука, 1969.
39. Трыков О.А. Метод дискриминации временных интервалов в спектрометрии ядерных излучений. Препринт ФЭИ-2796, Обнинск, 1999 г.