FOTONSKI POGON Seminar I b - 1. letnik, II. stopnja Avtor: Črt Harej Mentor: prof. dr. Simon Širca Ljubljana, Maj 2016 Povzetek Človeštvo že skoraj 60 let raziskuje in uresničuje vesoljske polete. V tem obdobju nam je uspelo doseči veliko stvari, vendar smo s trenutnimi pogonskimi zmožnostmi omejeni na raziskovanje vesolja v našem Osončju. V seminarju sem predstavil koncept potovanja po vesolju, s katerim bi lahko celo dosegli hitrosti, ki so blizu svetlobne. Najbolj pomembno je pa dejstvo, da so za izvedbo pogona dosegljivi že praktično vsi materiali in celotna tehnologija.
Kazalo 1 Uvod 1 1.1 Primerjava elektromagnetnega in kemičnega pogona.................. 2 1.2 Niz fazno sklopljenih laserjev................................ 2 2 Fizika fotonskega pogona 3 2.1 Nerelativistična rešitev................................... 3 2.2 Relativistična rešitev.................................... 4 3 Fotonski pogon 7 3.1 Laserski (vlakenski) ojačevalnik.............................. 7 3.2 Niz fazno sklopljenih laserjev................................ 8 4 Plovilo v obliki rezinice 9 4.1 Lasersko jadro........................................ 9 4.2 Masa jadra......................................... 10 4.3 Sestava jadra........................................ 10 4.3.1 Večplastni dielektrik na metaliziranem plastičnem filmu............. 10 4.3.2 Večplastni dielektrik na metaliziranem steklu................... 10 4.3.3 Večplastni dielektrik na steklu brez kovin..................... 10 4.4 Stabilnost jadra....................................... 10 5 Zaključek 11 1 Uvod Ko je človeštvo leta 1961 poslalo v vesolje prvo človeško posadko in osem let kasneje osvojilo Luno, se je začelo obdobje vesoljskih poletov. Človek namreč hoče zaradi radovednosti in želje po napredku vedno znova premakniti meje možnega ter prekašati samega sebe. Vesoljski poleti so se nadaljevali, vendar kaj kmalu smo spoznali, da prav daleč na ta način ne bomo prišli. Plovilo, ki ga je izdelal človek in je prišlo od vseh najdlje, je trenutno (in bo verjetno še nekaj časa) Voyager 1. Izstrelili so ga leta 1977 in je po 39 letih s hitrostjo 17 km/s oz. manj kot 0.006% svetlobne hitrosti zapustil naše Osončje ter se podal na pot v medzvezdni prostor. Kljub temu, da se to sliši impresivno, bi s to hitrostjo potreboval še vsaj nadaljnih 76 Slika 1: Umetniška upodobitev plovila na laserski pogon [1]. tisoč let da bi dosegel najbližjo zvezdo (Alfa Kentavra). Iz tega razloga je človek razmeroma hitro začel iskati nove ideje za drugačne pogone, ki bi ga bolj približali najbližjim zvezdam. Prednost fotonskega oz laserskega pogona, ki ga opisujem v seminarju, je v tem, da v primerjavi z ostalimi eksotičnimi idejami, kot so warp drive, nuklearni pulzni pogon, fuzijski pogon ali pa pogon na antisnov, tehnologija že obstaja, potrebno je le skupaj sestaviti dele sestavljanke. 1
Koncept fotonskega pogona temelji na nedavnem napredku na področju tehnologije usmerjene energije, ki je izredno aplikativna, tudi v primeru fotonskega pogona. Predlog vključuje pogon v obliki laserja, s katerim bi ciljali laserska jadra miniaturnih sond v obliki rezinice za raziskovanje medzvednega prostora. Velika prednost laserja, ki sem ga opisal v nadaljevanju, je v tem, da ga lahko sproti nadgrajujemo, zaradi česar bi lahko s časom laser nadgradili do te mere, da bi v vesolje lahko pošiljali tudi ljudi. Laser bi lahko zaradi natančnosti in moči uporabljali tudi v druge namene, kot so odstranjevanje vesoljskih odpadkov, obramba planeta pred večjimi kometi itd. 1.1 Primerjava elektromagnetnega in kemičnega pogona Če primerjamo hitrosti, ki smo jih dosegli pri pospeševanju makroskopskih in mikroskopskih delcev, opazimo očitno razliko. Očitno lahko s pomočjo elektromagnetnega pospeševanja ustvarimo visokorelativistične sisteme, vendar le na področju podatomskih delcev. Sistemi, ki jih lahko uporabimo, morajo biti makroskopski, saj trenutno še ne poznamo tehnologije, ki bi nam omogočala, da makroskopske predmete razstavimo na mikroskopske delce, jih pošljemo na željeno lokacijo, kjer bi se delci sami ponovno sestavili. Kemijski pogoni imajo veliko omejitev, med ključne sodi energija vezi molekul, ki je vir kinetične energije. Le ta je tipično velikosti 1 ev na vez na molekulo. Da bi lahko dosegli relativistične hitrosti bi potrebovali nekaj GeV na vez, kar je veliko več, kot lahko kemične reakcije omogočijo. Ilustrativna primerjava je prikazana na Sliki 2. V seminarju predstavljam idejo kako bi lahko elektromagnetno pospešili tudi makroskopske predmete. Uporaba konvencionalnih pospeševalnikov ni najbolj primerna, saj lahko pospešujemo le nabite delce. Pospeševanje makroskopskih, električno nevtralnih predmetov bi lahko dosegli s koncentriranim svetlobnim izvirom in sicer preko prenosa gibalne količine fotonov na predmet (odboja svetlobe). To prinaša dodatne pozitivne in negativne posledice. Na ta način močno znižamo maso sistema, saj laserski pogon zaradi narave pospeševanja ne potuje s predmetom, kar močno zmanjša maso plovila, vendar hkrati na ta način plovilu zmanjšamo ali celo v celoti odvzamemo možnost manevriranja (odvisno od zasnove sistema) potem, ko ga pospešimo. Ideja v tej smeri ni nova, je pa tehnologija usmerjene energija nedavno toliko napredovala, da je sedaj mogoče take sisteme zgraditi ter pospešiti makroskopske objekte do relativističnih hitrosti. 1.2 Niz fazno sklopljenih laserjev Slika 2: Delež hitrosti svetlobe, ki jo je dosegel človek s pospeševanjem podatomskih delcev do makroskopskih objektov. Ključni del je zmožnost da lahko zgradimo fotonski pogon. Poleg tega bo potrebno nekaj napora vložiti tudi v izgradnjo vesoljske sonde z ultranizko maso. Problem, ki ga predstavlja izgradnja enega izredno močnega laserja, sposobnega pospeševanja makroskopskih predmetov, rešimo z izgradnjo niza 2
fazno sklopljenih laserjev. Celoten niz napaja en semenski laser (Slika 3). Ta proizvede koherenten svtlobni tok, ki ga razdelimo na več fazno sklopljenih tokov in jih ojačamo z zmerno močnimi (nekaj kw) laserskimi ojačevalniki. Svetlobne tokove vseh laserjev nato združimo v zelo ojačan žarek. Z natančnim pozicioniranjem optičnih vlaken pred zružitvijo ter modulacijo faze posameznih tokov lahko dosežemo poljubno konstruktivno oz. destruktivno interferenco snopov. Opisani pristop nam omogoči, da konvencionalno optiko zamenjamo s faznim nizom majhnih in tankih optičnih elementov. Za celovit, samozadosten fotonski sistem lahko energijo zagotavljamo s pomočjo sončnih celic reda velikosti niza laserjev. Tehnološki razvoj v zadnjem času temelji na odprtih, sklopljenih sistemih, saj imajo zaprti sistemi z enim samim, močnim členom velikokrat tehnološke in fizikalne prepreke. Izkaže se tudi, da so sestavljeni sistemi velikokrat cenovno ugodnejši in dopuščajo možnost nadgrajevanja. Slika 3: Shematski prikaz pogona iz niza fazno sklopljenih laserjev. Meritve valovne fronte ter natančna umerjenost sistema so ključni za produkcijo končnega žarka [1]. 2 Fizika fotonskega pogona 2.1 Nerelativistična rešitev Pri izračunih predpostavimo, da optična vlakna, ki sestavljajo končni žarek, razporedimo v kvadrat s stranico d, kar si lahko predstavljamo kot sipanje svetlobe na uklonski mrežici. Kvaliteta žarka, je v tem primeru omejena samo z uklonom, uklonski kot sipane svetlobe na uklonski mrežici, pa lahko zapišemo kot: θ = 2λ. Laser osvetljuje kvadratno lasersko jadro s stranico D. Iz teh dveh podatkov d lahko izračunamo pri kateri razdalji je velikost žarka enaka velikosti jadra: L 0 = dd 2λ. (1) Celotno moč laserja označimo s P 0, odbojnost jadra pa z ε r. Celotna teža plovila je masa tovora ter masa jadra, ki je odvisna od debeline h ter gostote ρ (m = m 0 + D 2 hρ). Sila laserja na jadro v tem primeru je: F = P 0(1 + ε r ), (2) c 3
pri čemer je c hitrost svetlobe. Pospešek dobimo, če silo delimo z maso a = F/m. Iz podanega lahko hitro izračunamo hitrost plovila pri kateri je širina laserskega žarka enaka širini jadra: ( ) 1/2 P0 (1 + ε r )dd v 0 = (3) cλ(d 2 hρ + m 0 S pomočjo kinetične energije lahko tudi izračunamo, da se po tem hitrost spreminja le še kot: v(l) = v 0 2 L 0 v = 2v 0 (4) L Čas največjega pospeševanja, ki traja, dokler širina žarka ni enaka širini jadra, izračunamo kot: t 0 = v 0 a = ( ) cdd(d 2 1/2 hρ + m 0 ). (5) P 0 (1 + ε r )λ Če enačbo (3) odvajamo po m 0, da poiščemo maksimum hitrosti v odvisnosti od mase jadra oz. tovora, ugotovimo, da je hitrost največja, ko je masa tovora enaka masi jadra. Na ta način lahko določimo velikost jadra glede na to, kakšna je teža tovora: m0 D = hρ. (6) Enačbi za hitrost (3) in čas (5) lahko z upoštevanjem (6) tako zapišemo kot: ( ) 1/2 ( P0 (1 + ε r )d v M = (hρm 0 ) 1/4 t 0M = cλ 2cd P 0 (1 + ε r )λ ) 1/2 ( ) m 3 1/4 0. (7) hρ Učinkovitost procesa ločimo na trenutno in celotno. Nerelativistično (β 1) lahko trenutno učinkovitost zapišemo kot: ε t = β(1 + ε r ), (8) kjer je v = βc trenutna hitrost plovila. Celotno učinkovitost dobimo z integracijo po času, kar nam da ε cel = 1ε 2 t. Če upoštevamo, da je refleksivnost blizu 1, lahko celotno učinkovitost zapišemo kot ε cel = β. Pri upoštevanju relativističnih popravkov lahko postane učinkovitost tudi precej večja. Rezultati so prikazani na Slikah 4 in 5. Trenutni odsevniki (zrcala), primerni za laserska jadra, dosegajo debeline do 1 µm, kar sem tudi predpostavil kot debelino jadra pri mojih izračunih. Gostota jader je za vsa jadra precej podobna in sicer ρ = 1400 kg/m 3. Kot opazimo, je bistveno to, da lahko poganjamo plovila velikosti rezinice, do mas 10 5 kg in več, pri čemer se seveda spreminja končna hitrost. Pomembno se je zavedati, kako se količine med seboj skalirajo. Končna hitrost se torej spreminja kot: P 1/2 0, d 1/2, h 1/4, ρ 1/4 in m 1/4 0. Vidimo, da je hitrost relativno blaga odvisnost teže tovora m 1/4 0, kar je posledica tega, da z naraščanjem mase tovora narašča tudi velikost jadra. 2.2 Relativistična rešitev Relativistično rešitev parametriziramo z dvema parametra, in sicer z β in in γ = (1 β 2 ) 1/2. Relativistično silo in kinetično energijo zapišemo kot: F = P 0(1 + ε r ), T = mc 2 (γ 1). (9) γc 4
Sila je odvod gibalne količine p = m 0 vγ. Če oboje razpišemo, dobimo enačbo: P 0 (1 + ε r ) γc ( ) dγ dv = m 0 dv v + γ dt, (10) ki jo lahko integriramo in dobimo končni rezultat: t = Iz tega lahko dobimo razdaljo preko zveze dl dβ = βc: dβ dt m 0 c 2 ( βγ 2 + tanh 1 β ). (11) 2P 0 (1 + ε r ) L = m 0 c 3 2P 0 (1 + ε r ) β2 γ 2. (12) Pri relativističnih hitrostih moramo upoštevati še Dopplerjev pojav, ki povzroči da se valovne dolžine za opazovalca na plovilu podaljšajo. Na sliki 6 je prikazano, kakšen učinek ima na rezultat relativistični račun. Če za izračun prepotovane poti, ki jo prepotuje plovilo do hitrosti β 0.1, uporabimo nerelativističen račun, je napaka dobljene poti, v primerjavi z relativističnim računom, manjša od 1%, kar je za naše potrebe dovolj. Na sliki 7 sta prikazani časovni odvisnosti hitrosti, ki jo doseže plovilo, in poti, ki jo plovilo prepotuje v določenem času. Pri tem je privzeto da širina laserja nikoli ni širša od jadra, torej da je ves čas pospeševanje maksimalno. Hitrost v odvisnosti od mase plovila Hitrost v odvisnosti od moči laserja Slika 4: Levo: Optimizirana hitrost (masa tovora enaka masi jadra) in delež svetlobne hitrosti β v odvisnosti od mase tovora za zelo različne velikosti niza laserjev ter skupne moči laserjev. Desno: Hitrost in delež svetlobne hitrosti β v odvisnosti od skupne moči laserjev za različne velikosti jadra, če je velikost niza laserjev 1 m ter imamo le jadro brez tovora. 5
Razdalja do največjega pospeševanja ( do L = L 0 ) v odvisnosti od velikosti jadra Čas največjega pospeševanja ( do L = L 0 ) v odvisnosti od moči laserja Slika 5: Levo: Razdalja, do katere je pospeševanje plovila še največje, torej dokler je širina laserskega žarka še manjša od širine jadra, v odvisnosti od velikosti jadra, za različne velikosti niza laserjev. Desno: Čas, do katerega je širina laserskega žarka manjša od širine jadra, v odvisnsosti od moči laserja. Kinetična energija v odvisnosti od hitrosti plovila Relativna napaka poti v odvisnsoti od hitrosti plovila Slika 6: Levo: Kinetična energija na kilogram, ki jo je potrebno dovesti, da plovilo pospešimo na določeno hitrost v nerelativističnem in v relativističnem primeru. Desno: Relativna napaka poti med relativističnim in nerelativističnim izračunom od hitrosti potovanja. 6
Slika 7: Levo: Odvisnost hitrosti od časa po izstrelitvi za različne vrednosti razmerja med maso plovila in močjo laserja. Desno: Odvisnost poti od časa po izstrelitvi za različne vrednosti razmerja med maso plovila in močjo laserja. 3 Fotonski pogon 3.1 Laserski (vlakenski) ojačevalnik Princip delovanja laserskih ojačevalnikov lahko opišemo v nekaj stavkih. Osnovna elementa laserskega ojačevalnika sta dva. Prvi, je z iterbijem (ali katerim drugim elementom) dopiran optični vodnik. Pomembno je, da ima dopiran material zelo izrazit prehod iz vzbujenega stanja, ki se po energiji (valovni dolžini oddanega fotona) razlikuje od energije potebne za vzbujanje. Pri tem se, zaradi preproste elektronske strukture, zelo dobro odreže iterbijev +3 ion. Optični vodnik naredimo tako, da iterbijev ion dopiramo v silicijevo jedro vodnika. Poleg optičnega vodnika potrebujemo še lasersko črpalko. Laserska črpalka je v osnovi običajen laser, katerega osnovna naloga je, da prenaša energijo iz zunanjega vira v vodnik. Načrpana svetloba ima tako valovno dolžino, da dopirane ione v vodniku spravi v vzbujeno stanje (od 900 nm do 1000 nm), vendar se razlikuje od valovne dolžine laserja, ki ga želimo ojačati (1060 nm do 1120 nm). Trenutku, ko je število delcev v vzbujenem stanju večje, kot število delcev v osnovnem, pravimo inverz populacije in je pomembna sprememba, saj omogoči stimulirano emisijo le-ta pa povzroči ojačanje Slika 8: Slika 1-3 kw laserskega ojačevalnika razreda Yb, ki je temeljni element predloga. Masa ojačevalnika je okrog 5 kg, velikost pa primerljiva listu A4 [1]. signala. Stimulirana emisija je proces pri katerem vstopni foton povzroči prehod atoma iz vzbujenega v osnovno stanje. Pri tem atom odda nov foton z enako fazo, energijo, polarizacijo in smerjo kot jih ima vzbujevalni foton. Predlog fotonskega pogona predvideva laser z valovno dolžino 1064 nm. Tehnologija na tem področju napreduje po Moorovem zakonu. Nedavni napredek nam omogoča, da 7
lahko zgradimo niz fazno sklopljenih laserjev (fotonski pogon), ki že dosega okrog 50% pretvorbo električne energije v svetlobo. Trenutno razmerje moči, ki jo pridobimo z ojačevalnikom, na maso ojačevalnika je okrog 0.2 kg/kw. Ojačevalnik sam pa je velikosti klasičnega zvezka. Obstajajo že ideje, kako povečati to razmerje na 1 kg/kw v naslednjih 5-10 letih in na 10 kg/kw v naslednjih 20 letih, vendar že s trenutnimi specifikacijami zadostuje. Zaradi fazne sklopljenosti lahko sistem simultano producira več ločenih žarkov in je tako sposoben večopravilnosti, kar lahko močno zniža ceno posameznega poleta. 3.2 Niz fazno sklopljenih laserjev Valovna dolžina laserja (1064 nm) je tako izbrana iz več razlogov. Kot je razvidno iz enačbe za končno hitrost (3), mora biti valovna dolžina čim manjša (manjši uklon). Na spodnji meji, pa valovno dolžino omejujejo tako ojačevalniki signala, kot tudi odbojnost in absorbcija, ki sta pri približno 1 µm najugodnejši. Laserji imajo pri valovnih dolžinah 1 µm učinkovitost okrog 40%, ki se bo verjetno v naslednjih letih povečala na 70%. Spektralna širina posameznih žarkov pred združitvijo (spekter valovnih dolžin) mora biti čim ožja, da lahko s pomočjo mikro optičnih elementov, ki spreminjajo relativno fazno razliko med žarki, ustvarimo željene porazdelitve moči končnega, združenega žarka. Dosedanji sistemi imajo širine črt pod 340 khz, kar predstavlja relativno napako okrog 10 9. Na sliki 9 je prikazana prostorska porazdelitev končnega žarka niza fazno sklopljenih laserjev s štirimi elementi. Na levi sliki je faza vseh elementov enaka, zaradi česar je prostorska porazdelitev moči žarka nefokusirana in je vrh toka okrog 1.8 MW/m 2. Kot vidimo na desni sliki, lahko s primernimi faznimi zamiki med laserji, dosežemo fokusirano porazdelitev moči, ki v danem primeru vrh doseže pri 5.6 MW/m 2. Slika 9: Prostorska porazdelitev moči končnega žarka za niz štirih fazno sklopljenih laserjev. Levo: Faza laserjev je enaka, zaradi česar je porazdelitev moči nekombinirana (maksimalni tok 1.8 MW/m 2 ). Desno: Z modulacijo faze lahko dosežemo kombiniranje toka preko konstruktivnih in destruktivnih interferenc (maksimalni tok 5.81 MW/m 2 ) [3]. Izredno pomemben element za izgradnjo delujočega sistema so natančni merilni sistemi in večnivojski povratni sistemi, ki dovolj hitro spreminjajo fazne razlike med žarki, ko je to potrebno. Tudi na tem področju je nedavni napredkek pripomogel k nižji ceni merilnih sistemov na nivoju nanometra (fazne razlike ter pozicioniranje optičnih kablov). Največ dela bo potrebno vložiti v preproste radiatorje, ki oddajajo prekomerno toploto nastalo zaradi neidealnega laserja (učinkovitost pretvorbe energije ni 8
100%), saj trenutno predstavljajo najtežji del laserja (25 kg/kw). Napredek v učinkovitosti laserjev bo zmanjšal potrebno maso radiatorjev. 4 Plovilo v obliki rezinice V primeru sonde, plovila brez posadke, nujno potrebujemo le lasersko jadro in merilne sisteme. Razvoj na področju nano in mikrotehnologije nam sedaj omogoča, da lahko vse sisteme integriramo v jadro. Poleg tega ima lahko sistem celo termoelektrčini generator na radioaktivne izotope ali beta pretvornike (elektriko pridobivamo iz radioaktivnih virov beta delcev - elektronov). V kombinaciji z majhnimi fotonskimi pogoni (vtkanimi LED diodami/laserji) lahko sondi dodamo tudi sposobnost prilagajanja smeri gibanja. Poleg tega lahko energijo izkoriščamo tudi neposredno iz laserja, ki je dober vir tudi še pri velikih oddaljenostih. Uporaba pogonskega laserja in odbite svetlobe za komunikacijo, bi zelo povečala uporabnost sistema, vendar s sabo prinese veliko izzivov. Kljub vsemu bi bila uporabnost samooskrbnega sistema praktično neskončna. Slika 10: Umetniška upodobitev plovila v obliki rezinice [1]. 4.1 Lasersko jadro Laserska jadra so konceptualno zelo podobna sončnim jadrom, vendar se v nekaterih stvareh precej razlikujejo. Bistvena razlika pride zaradi dejstva, da lahko v primeru majhnih jader energijski tokovi kaj hitro presežejo 100 MW/m 2, kar je primerljivo s tokom 10 5 energijskega toka Sonca na Zemlji. To ustvari zahtevo po tem, da morajo imeti laserksa jadra odbojnost praktično 1. Pri konstruiranju takega materiala nam pomaga dejstvo, da ima laser zelo ozko spektralno črto, kar omogoči, da absorbcijo materiala minimiziramo le na tem področju Slika 11: Masa jadra v odvisnosti od velikosti jadra, pri čemer je predpostavljeno, da je jadro kvadratno, za različne debeline jadra. spektra. Relativistični efekti pri tem sicer predstavljajo problem, saj se pri velikih hitrostih valovna dolžina zamakne pri jadru. Tok fotonov na jadru, pri čemer upoštevamo optimizirano velikost jadra D = m 0 /hρ, lahko zapišemo kot: j = P 0 hρ m 0. (13) Kot vidimo, se zaradi manjše mase tovora poveča tok fotonov, ki ga mora vzdržati jadro. V izračunih sem poleg tega ves čas upošteval še, da jadro svetlobe ne prepušča oz. da absorbira vse neodbite fotone. V primeru, da upoštevamo tudi prepustnost jadra, silo laserja nanj zapišemo z uporabo 9
absorbcijskega koeficienta jadra α kot: 4.2 Masa jadra F = dp dt = P 0 c (2ε r + (1 ε r )α) α=1 = P 0(1 + ε r ), (14) c Kot že omenjeno, so debeline odsevnikov primernih za jadra med 1 µm in 10 µm. V prihodnosti bi se lahko ta debelina še veliko zmanjšala, kar bi nam omogočilo večje hitrosti plovil ter posledično daljša potovanja. Pri tem se je pomembno zavedati, da je končna hitrost, ki jo lahko dosežemo z danimi pogoji, le blago odvisna od debeline jadra (posledično tudi njene mase) in sicer: v M h 1/4. 4.3 Sestava jadra 4.3.1 Večplastni dielektrik na metaliziranem plastičnem filmu Prednost plastičnih filmov je v tem, da imajo manjšo gostoto od steklenih (ρ plastika = 1400 kg/m 3, ρ steklo = 2520 kg/m 3 ). Z dodanimi kovinami ter večplastnim dielektrikom lahko dosežemo odbojnosti okrog 99.995%. Odbojnost takih jader je natančno umerjena na ozko lasersko črto (v našem primeru 1064 nm) in ni primerna kot jadro na sončne žarke, ki so porazdeljeni po širšem spektru. Material je primeren za jadra, ki so večja od 100 m 2, saj ne prenese velikih tokov je pa po drugi strani razmeroma enostaven za izdelavo v večjih merilih. Odvisnost absorbcije je prikazana na Sliki 12 levo. 4.3.2 Večplastni dielektrik na metaliziranem steklu Laserski premazi na metaliziranem steklu lahko dosežejo absorbcijo, manjšo od 10 5, oz. odbojnost 99.999%. Odvisnost odbojnosti od valovne dolžine je prikazana na Sliki 12 desno. Vidimo, da je tako v primeru plastičnega filma (levo) kot stekla (desno) absorbcija najmanjša (odbojnost največja) ravno v predelu okrog laserske črte. Največ absorbcije se v obeh primerih zgodi v plasti kovine. 4.3.3 Večplastni dielektrik na steklu brez kovin V primeru izjemno velikih energijskih tokov, kot bi jih imeli v primeru manjših sond, so tokovi tako veliki, da postane izdelava jader z dodanimi kovinami, ki bi imeli dovolj veliko obojnost, zelo težka. Težava je v tem, da kovinska podstruktura ni dovolj odbojna, zaradi česar temperatura jadra prehitro narašča, pri čemer toplote ne moramo dovolj hitro odvajati in jadro izhlapi. Ena izmed rešitev je ta, da odstranimo kovine in uporabimo čisti dielektrik. Stekla, ki jih uporabljamo v optiki vlaken in optičnih komunikacijah, imajo ekstremno majhno absorpcijo, 10 9 na mikron debeline. Čeprav imajo stekla manjšo odbojnost, so še vedno primerna. Pri tem se pojavi še dodaten problem, da morajo biti debeline takih jader precej večje (reda cm). Steklo ZBLAN debeline 1 cm ima na primer absorbcijo 2 10 7 pri valovni dolžini 1.06 µm. 4.4 Stabilnost jadra Glavni problem celotnega projekta tiči v stabilnosti jadra. V primeru tako hitrega pospeševanja imamo namreč veliko preturbativnih efektov. Ti vključujejo nestabilnost laserja in laserskih načinov, različne sile na jadro in mehanski načini jadra, pregrevanje jadra in natančnost laserskega ciljanja. To je precej kompleksen nabor problemov, ki mu bo potrebno posvetiti še veliko časa in raziskav. Rešitve teh problemov so naprimer v vrtenju jadra okrog osi ter oblikovanje jadra v nekoliko kotno 10
obliko. Poleg tega bi verjetno laserski način žarka, pri katerem je v sredini minimum odpravil manjše perturbacije in samostabiliziral jadro. Slika 12: Levo: Odvisnost absorbcije svetlobe od njene valovne dolžine za večplastni dielektrik nanešen na plastični film. Desno: Odvisnost odbojsnosti svetlobe od njene valovne dolžine za večplastni dielektrik nanešen na ultra-tanko steklo [1]. 5 Zaključek Sistem, ki sem ga opisal, ponuja učinkovito rešitev na področju medzvezdnih potovanj, katere bistven del je niz sklopljenih laserjev prilagodljive velikosti. V končni obliki bi bil niz s trenutnimi zmožnostmi velikosti 10 km ter produciral moč okrog 70 GW. V primeru da imamo sondo s težo 10 g, bi bila velikost jadra 2.7 m. Tako plovilo bi doseglo hitrost β = 0.11. Po drugi strani bi plovilo teže 10 10 3 kg imelo 2.7 km velik odbojnik in bi doseglo hitrost β = 0.0036. Za izdelavo funkcionalnega sistema bo potrebno še veliko razvoja ter raziskav, vendar je, če potegnemo črto projekt izvedljiv. Na ta način bi izredno zmanjšali stroške pošiljanja sond v vesolje, poleg tega bi proces tudi zelo pohitrili, saj bi nam omogočal pošiljanje na stotine relativističnih sond na dan. Viri in Literatura [1] Lubin, P. A Roadmap to Interstellar Flight, Journal of the British Interplanetary Society (JBIS) (Apr, 2016) [2] Lubin, P., Hughes, G.B.J., Bible, J, Johansson Hummelgård, I., Directed Energy for Planetary Defense and exploration - Applications to Relativistic Propulsion and Interstellar Communications edited by Gerald Cleaver - Journal of the British Interplanetary Society (JBIS) ( in press 2015) [3] Hughes, G.B., Lubin, P., Bible, J., Bublitz, J., Arriola, J., Motta, C., Suen, J., Johansson, I., Riley, J., Sarvian, N., Wu, J., Milich, A., Oleson, M., and Pryor, M. DE-STAR: phased-array laser technology for planetary defense and other scientific purposes (Keynote Paper), Nanophotonics and Macrophotonics for Space Environments VII, edited by Edward W. Taylor, David A. Cardimona, Proc. of SPIE Vol. 8876, 88760J (Aug, 2013). [4] Bible, J., Bublitz, J., Johansson, I., Hughes, G.B., and Lubin, P. Relativistic Propulsion Using Directed Energy, Nanophotonics and Macrophotonics for Space Environments VII, edited by Edward W. Taylor, David A. Cardimona, Proc. of SPIE Vol. 8876, 887605 (2013) 11