Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Экспериментальные установки и методы диагностики
1. Ускоритель МК-500 36
2. Установка 2МК-200 37
3. Установка MK-200UG 40
4. Установка MK-200CUSP 42
5. Диагностические методы:
5.1. Контроль режимов работы ускорителя 43
5.2. Определение характеристик плазмы 43
5.3. Изучение воздействия плазмы на облучаемую мишень 52
Рисунки к Главе I 54
Глава II. Исследование свободных потоков водородной плазмы
1. Кольцевой поток на установке 2МК-200
1.1 Определение геометрических и энергетических характеристик потока 60
1.2. Измерение плотности и температуры 64
2. Осевой поток на установке MK-200UG:
2.1. Измерение параметров потока в плазмопроводе 66
2.2. Измерение параметров потока в диагностической камере 69
3. Кольцевой поток на установке MK-200CUSP 71
4. Вычисление плотности мощности потока на установках 2МК-200 и MK-200UG 72
Выводы к Главе II 78
Рисунки к Главе II 79
Глава III. Исследование потока энергии, приходящего на поверхность облучаемой плазмой мишени
1. Определение энергии, дошедшей до поверхности:
1.1. Измерение эрозии облучаемой поверхности 88
1.2. Анализ теплопередачи в конденсированной среде 93
2. Измерение скорости эрозии в реальном масштабе времени 98
3. Эффективность экранирования мишени приповерхностной плазмой 102
4. Определение механизма переноса энергии на мишень 105
5. Исследование излучения, проходящего сквозь прозрачную мишень:
5.1. Измерение интенсивности в различных спектральных диапазонах 107
5.2. Спектральный анализ излучения 110
Выводы к Главе 111 115
Рисунки к Главе 111 117
Глава IV. Свойства плазмы экранирующего слоя
1. Исследования параметров плазмы на установке 2МК-200:
1.1. Динамика приповерхностного слоя 123
1.2. Электронная температура и плотность 131
1.3. Спектральные измерения 134
1.4. Радиационные потери 13 6
2. Исследования параметров плазмы на установке MK-200UG :
2.1. Динамика приповерхностного слоя 142
2.2. Спектральные измерения 144
2.3. Электронная температура и плотность 146
2.4. Давление плазмы и параметр (3 148
2.5. Радиационные потери 153
3. Баланс энергии на установке 2МК-200:
3.1. Роль радиационных потерь в балансе энергии 155
3.2. Влияние мишени на приходящую в экранирующий слой энергию 157
3.3. Дополнительные эксперименты на 2МК-200 и MK-200CUSP 159
3.4. Балансовые уравнения экранирующего слоя 162
4. Баланс энергии на установке MK-200UG:
4.1. Удельные радиационные потери 165
4.2. Эффект самоэкранирования потока 166
4.3. Балансовые уравнения экранирующего слоя 169
5. Сравнение радиационных потерь на установках 2МК-200 и MK-200UG 171
6. Перенос энергии в плазме перед мишенью, облучаемой на установках 2МК-200 и MK-200UG:
6.1. Перенос энергии в потоке при наличии мишени 174
6.2. Перенос энергии во внешних областях экранирующего слоя 176
6.3. Перенос энергии в приповерхностной зоне экранирующего слоя 183
Выводы к Главе IV 187
Рисунки к Главе IV 192
Глава V. Воздействие излучения экранирующего слоя на близлежащие материалы
1. Расчёт и измерение потока энергии излучения на поверхность боковой мишени 209
2. Эрозия поверхности боковой мишени 212
3. Излучение приповерхностной плазмы:
3.1. Исследования в мягком рентгеновском диапазоне 214
3.2. Исследования в видимом диапазоне 219
4. Баланс энергии приповерхностной плазмы. Сравнение
эффекта экранирования от потока плазмы и от потока излучения 224
Выводы к Главе V 230
Рисунки к Главе V 233
Заключение 240
Литература
- Контроль режимов работы ускорителя
- Измерение параметров потока в плазмопроводе
- Измерение скорости эрозии в реальном масштабе времени
- Исследования параметров плазмы на установке MK-200UG
Введение к работе
В. 1. Объект исследования 5
Актуальность проблемы 9
Обзор работ по теме исследования 12
Цель исследования, направления и методы решения 24
Содержание работы 29
Контроль режимов работы ускорителя
Для измерений в плазме водородного потока и плазме ЭС использовался целый ряд диагностических средств: аппаратура лазерного рассеяния, интегральный радиационный калориметр, спектрометр мягкого рентгеновского диапазона, пироэлектрический болометр, спектрометр видимого диапазона, интерферометр Маха-Цендера, рентгеновская камера-обскура, интегральные плазменные калориметры, магнитные зонды, датчики давления.
С помощью метода томсоноеского рассеяния лазерного излучения проведены локальные измерения электронной плотности и температуры. В связи с ожидающейся высокой плотностью плазмы ЭС был использован максимально возможный угол регистрации рассеянного излучения 0 = 160 с X тем, чтобы уменьшить параметр Солпитера а = (где: Я0 4;r-sin(0/2)-LD длина волны лазерного излучения, LD - Iе/. 2 - дебаевская длина). Тем не менее, во многих измерениях оказывалось, что а 0.25 и форма спектра рассеянного излучения далека от гауссова профиля. В таких случаях, с помощью специально разработанной программы последовательными приближениями находились такие значения пе, Те, которые соответствуют наибольшему совпадению теоретического спектра [115, 116] с наблюдаемым.
Диагностические схемы, применявшиеся на установках 2МК-200 и МК-200UG, были очень похожи (на рис. 1.6 представлена вторая из них). Луч рубинового лазера (Я0=6943А), работающего в режиме модулированной добротности (энергия импульса - Epulse = 1 Дж, длительность - т 1хе = 30не), фокусировался на оси системы в пятно размером 0.3 мм. Дальнейшее уменьшение фокального пятна было невозможно, поскольку, как показал расчёт подобный [117], в этом случае влияние лазерного излучения на параметры исследуемой плазмы было бы слишком большим. Рассеянное излучение из объёма 0.2 х 0.3 х 12 мм анализировалось с помощью 7-канального диссектора, выполненного на основе монохроматора МДР-2 с дифракционной решеткой 300 штр./мм. К выходной щели монохроматора было пристыковано 7 световодов, ведущих в блок фотоэлектронных умножителей (ФЭУ-84-5). Длина волны лазера была выведена в центр второго канала. Сдвиги центров каналов ЛЯ относительно центра второго были равны : 67, 0, -52, -102, -167, -252, -347 А. Абсолютная калибровка всего измерительного тракта производилась по рэлеевскому рассеянию на воздухе при давлении 50 Торр.
Спектральная калибровка была осуществлена с помощью вольфрамовой лампы СИ-8-200. Основные трудности при проведении эксперимента составляли: - паразитное излучение на длине волны лазера, отражённое и рассеянное на стёклах; собственное излучение плазмы; - электромагнитные наводки и рассеянные магнитные поля.
Способы борьбы с паразитной засветкой включали установку коллимирующих диафрагм, световых ловушек, чернение всех поверхностей, тщательную юстировку всей системы. Тем не менее, при приближении мишени к точке измерений уровень паразитного излучения быстро возрастал, что ограничивало диапазон применения диагностики расстояниями Х Ъ-И0мм от поверхности. Для защиты от помех блок ФЭУ был заключён в двойной алюминиевый корпус. Каждый ФЭУ, кроме того, имел собственный экран из магнитомягкого железа. Для подавления света плазмы использовались поляризатор и красный фильтр КС-14, отсекающий излучение с Я 6500 А.
Для выделения полезного сигнала на фоне низкочастотного сигнала, связанного с собственным свечением плазмы, на выходе ФЭУ были установлены RC-фильтры с постоянной времени RC = 200 не (тpulxe «RC «т, где: г характерное время свечения плазмы). Интенсивная засветка фотокатода излучением плазмы приводила к тому, что коэффициент усиления ФЭУ мог меняться как от выстрела к выстрелу, так и в течение одного пуска установки. Поэтому в каждом выстреле производилась мгновенная калибровка ФЭУ при помощи длинного световода, один конец которого освещался частью лазерного луча, а второй находился в фокусе выходного зеркала монохроматора, обеспечивая калибровочную вспышку по всех спектральных каналах через 500 не после полезного сигнала.
Измерение параметров потока в плазмопроводе
Результаты локальных измерений электронной температуры в кольцевой щели представлены на рис. 2.9. На следующем рисунке приведены значения плотности плазмы в этой же области, полученные из локальных (лазерное рассеяние) и хордовых (интерферометрия) измерений. Видно, что согласие двух методик вполне удовлетворительное. Рис. 2.11 демонстрирует изменение со временем давления плазмы, измеренного при помощи пьезодатчика и магнитных зондов. Измерения в этом случае не являлись бесконтактными, они сопровождались помещением датчиков в плазму кольцевой щели, что, как обнаружилось позднее (см. 3 Главы IV), может приводить к заметному возмущению параметров налетающего потока, особенно на поздних стадиях процесса. Поэтому аппроксимационная кривая на рис. 2.11 проведена с учётом измерений, выполненных в расширителе (естественно, принимая во внимание расширение потока).
Приведённые данные позволяют произвести вычисление температуры дейтронов в соответствии с соотношением Т. = Т. Сводная таблица параметров налетающего дейтериевого потока выглядит следующим образом. Сравнение таблицы 2.1 и рис. 1.3 показывает, что ионная температура в щели в первые 5 -ь 8 мкс совпадает с температурой, измеренной в центре ДАЛ.
Другими словами, в этот интервал времени нет ощутимого градиента ионной температуры между плазмой ловушки с /?«1 и плазмой скин-слоя. На более поздних временах разница ионных температур становится значительной (до 2-7-4 раз), что свидетельствует о том, что волна охлаждения ещё не дошла до центра ДАЛ. Напротив, ионы скин-слоя охлаждаются довольно быстро, и к моменту времени t & 20 мкс электронная и ионная компоненты вытекающей плазмы имеют примерно одинаковую температуру. Примерно к этому же моменту выравниваются электронные температуры центра и скин-слоя.
Таким образом, результаты проделанных измерений характеристик свободного потока в кольцевой щели установки 2МК-200 свидетельствуют, что в течение t -15 -т-20мкс поток образует высокотемпературная (Те,Т. 100 эВ) плазма с параметром /? 0.15 и числом Маха М«\. Параметр Холла для (Т./ V дейтронов в поле В = 25 кГс составляет ш1нтит =270-- \, где: ш и ларморовская частота для ионов; тит - период ион-ионных столкновений, пе - в см", Те - в эВ. Например, для момента t = \0мкс: ш1нтиг =350, поэтому плазма вытекающего потока является сильно замагниченной1.
Длительность плазменного сгустка на выходе ускорителя и входе в плазмопровод равна $ + \0мкс. При движении в однородном поле В0 =7 кГс первой секции плазмопровода (см. рис. 1.4) происходит продольное растекание сгустка за счёт дисперсии элементов сгустка по скоростям. В результате длительность сгустка в конце секции увеличивается до 30 мкс. Сгусток в данном сечении представляет собой поток плазмы с параметром О _ п /3 = «1 (где: Pl=ne{Te + Tj); Ве - внешнее по отношению к сгустку В е магнитное поле). Диаметр потока d, измеренный при помощи внутренних магнитных зондов, составляет около с1 = \2см; его энергия, измеренная плазменным калориметром, равняется примерно 100 кДж. Таким образом, после цилиндрической части формируется поток незамагниченной плазмы длительностью около 30 мкс и плотностью энергии 0.9 кДж/см1.
Параметры плазмы на оси потока в конце цилиндрического участка вычисляются по данным лазерного рассеяния (определение электронной плотности пе и температуры Г) и показаниям диамагнитных пристеночных зондов (измерение направленной скорости элементов потока щ и внешнего В2 магнитного поля Ве).
Измерение скорости эрозии в реальном масштабе времени
Характеристики плазменного потока на установке MK-200CUSP во многом сходны с кольцевым потоком на 2МК-200. Основные отличия заключаются в меньшей ширине потока и меньшей длительности потока. Первое обстоятельство объясняется увеличением значения магнитного поля в кольцевой щели до 33кГс (на 2МК-200 было 25 кГс) и уменьшением длины скин-слоя, «питающего» данную щель. Несмотря на уменьшение количества кольцевых щелей до одной, а ширины потока в щели - в 2 раза, время жизни высокотемпературной плазмы в антипробочной ловушке сократилось примерно в 1.5раза. Поскольку энергосодержание плазмы уменьшилось только наполовину, то удельные характеристики потока значительно возросли по сравнению с потоком на 2МК-200.
Ширина потока составляет d0 = 0.5см, его длительность - около \2мкс. Как показали калориметрические измерения, плотность энергии в кольцевой щели равна )«300 Дж/см2. Корректность подобной оценки энергии подтверждает тот факт, что в этом случае потери энергии через кольцевую щель составляют InRd0Q«17кДж, что совпадает с измеренной энергией плазмы, инжектированной в ловушку. (В последнем случае для проведения измерения вдоль оси системы вводился интегральный плазменный калориметр длиной 70см.) Средняя плотность мощности плазменного потока равна 25 МВт /см2.
Плазменный поток в любой из используемых установок, двигаясь вдоль магнитнных силовых линий, упирается в материальную поверхность. Это может быть мишень, или, если мишени нет, стенка вакуумной камеры. В последнем случае поток до взаимодействия сильно расширяется, что сопровождается многократным снижением потока энергии, и потому ЭС не образуется. Тем не менее, наличие стенки оказывает влияние на параметры «свободного» плазменного потока, поскольку условия на поверхности задают связь между потоками ионов и электронов. Поэтому представляет интерес найти адекватное теоретическое описание движения плазменного потока, которое позволило бы по измеренным значениям Te{t), T.t{t), ne(t), ul{(t) определить плотность мощности потока W{t) - величину, не доступную для непосредственного измерения, но необходимую для интерпретации экспериментов по взаимодействию с мишенями.
В работе Хоббса и Вессона [130] изложена теория бесстолкновительного ленгмюровского слоя с учётом вторичной электронной эмиссии. Расчёты проводились для моноэнергетического потока ионов, а для электронов распределение предполагалось равновесным больцмановским на всех расстояниях от мишени. Сделанные приближения позволяют аналитически довести все вычисления до конца, но вносят ошибки в итоговый результат и потому не могут быть напрямую использованы для расчёта W{t) в эксперименте.
Исходя из этого, для целей настоящей работы была разработана модификация метода, в которой распределение ионов по продольной скорости предполагается максвелловским и не используется приближение о больцмановском распределении электронов в электрическом поле ленгмюровского слоя. При известных Te(t), Г.(ґ) рассчитывается потенциал плазмы относительно стенки р0 и максимально возможный коэффициент вторичной электронной эмиссии Гтах, соответствующий эмиссии, ограниченной пространственным зарядом ленгмюровского слоя. В случае, когда щ «yjlTjm., плотность мощности потока определяется, исходя из соотношения: где: т; - масса иона; Г - коэффициент вторичной электронной эмиссии
Для уменьшения конвективных тепловых потерь из магнитных ловушек за счёт электронов в работе [131] предложено было использовать расширитель. В расширителе образуется популяция запертых электронов, двигающихся между магнитной пробкой, не пускающей их в ловушку, и электростатическим потенциальным барьером у стенки. В работе делается вывод, что при достаточно большом коэффициенте расширении магнитного потока K=-J L (где: Вгтк - поле в магнитной пробке, Bwall - поле у стенки) обратный поток электронов в ловушку становится мал и потенциал q 0 близок к амбиполярному, что можно рассматривать как уменьшение Г практически до нуля. Необходимый коэффициент расширения оценивается в работе [132] как
К » Jmj/me, т.е. он должен быть больше 100. На установках 2МК-200, МК 20UG и MK-200CUSP степень расширения потока за областью максимума поля гораздо меньше и составляет 10-г 15. Теоретическая оценка эффекта от применения расширителя, произведённая по результатам работ [130] и [132], показывает, что электронный конвективный поток тепла на поверхность хотя и уменьшается с (5 + 7) W до (2 -г 4) We, но остаётся значительно больше We -электронного потока в отсутствие вторичной электронной эмиссии. Для характеристики степени подавления эмиссии благодаря расширителю удобно ввести эффективный коэффициент Г#, определяемый по результатам [130] и [132] для известных Te{t), T.(t) и К. Вычисленные значения Ге// составляют 0.6110.05 для 2МК-200 и 0.72 + 0.03 для MK-200UG, в то время как Гтах = 0.84 ± 0.02 для 2МК-200 и Гпм = 0.79 ± 0.02 для MK-200UG.
Исследования параметров плазмы на установке MK-200UG
Профилограммы поверхности мишеней, установленных в кольцевой щели установки 2МК-200, представлены на рис. 3.1. Эрозия исследовалась для графитового образца (графит МПГ-8) после 40 выстрелов установки, для мишеней из вольфрама, меди и алюминия - после 18. Кратер эрозии графита имеет глубину около мкм, что соответствует скорости эрозии Полуширина кратера эрозии графита равна 6мм, а полная ширина (по уровню 0.1) - И мм. Профиль эрозии вольфрама гораздо шире. Его полная ширина превосходит 20 лш, что объясняется воздействием излучения из ЭС. Сложный рельеф дна кратера, - наличие резких пиков и впадин, - не позволяет точно вычислить толщину эродированного слоя. По грубой оценке она составляет около Ъмкм, т.е. 0.15 мкмівыстрел.
Значительная глубина кратера для алюминиевой мишени («200мкм) объясняется преимущественно расплескиванием расплава. Сравнивая объём кратера эрозии и объем выдавленного на края мишени материала, можно сделать оценку толщины испарённого слоя. Она составляет не более 20 мкм, т.е. скорость эрозии равна 1 мкмI выстрел. Для медной мишени профиль очень похож на алюминиевый, но глубина кратера равна «100 мкм, и оценка скорости эрозии даёт величину 0.5 мкм I выстрел.
Для трёх материалов - вольфрама, графита и кварцевого стекла - данные по эрозии получены на всех трёх установках и представлены в Таблице 3.1 в виде толщины испарённого слоя h, мкм/выстрел.
Из анализа данных можно заключить, что нет однозначной зависимости величины h от параметров Q, W и г, характеризующих тепловое действие плазменного потока. Стоит, однако, отметить, что точное определение толщины испарённого материала для вольфрамовой мишени ввиду малой величины эрозии затруднительно. Причина состоит в том, что, сказывается выдавливания расплава из центра струи на периферию, присутствующее на установках с большими градиентами давления плазмы вдоль мишени (2МК-200, MK-200CUSP).
Сравним имеющиеся экспериментальные данные с оценками, следующими из кинетической теории испарения. Если эрозия происходит только за счёт термического испарения, то согласно закону Герца-Кнудсена-Ленгмюра [133] разницу между потоком испаряющихся и конденсирующихся молекул можно записать в виде: где: ps - плотность вещества мишени в конденсированном состоянии. Исходя из регистрируемой величины эрозии h и предполагая, что испарение происходит в течение времени т, из формулы (3.2) получаем
Зависимость от температуры давления насыщенных паров и равновесного состава паров вычисляется согласно закону действующих масс с использованием термодинамических функций, табулированных в [134].
Проведённые вычисления показывают, что графит испаряется в основном в виде молекул С3, а кварц - преимущественно в виде молекул SiO и 02.
Поскольку зависимость температуры поверхности от давления насыщенных паров носит логарифмический характер, то приближённо температуру Т можно вычислить из соотношения Psatur(T)xP, где: Р есть давление в ЭС. Измерения, подробно описанные в Главе IV, показывают, что давление плазмы ЭС превышает давление торможения налетающего потока и вблизи поверхности мишени приближается к давлению внешнего магнитного поля, т.е. в этой области /? «1. Для оценок можно полагать, что на всех трёх В2 установках и для всех мишеней Р«——. С принятой точностью в качестве %к времени испарения можно использовать характерную длительность г налетающего на мишень потока. В результате получается, что в условиях облучения на разных установках для графитовой мишени аІРшиг Рр) 0.4-г0.9 атм, для вольфрамовой - а(РаШГ - Рр) = \ + 1 атм, для кварцевой - а (Р5ШГ - Р) = 1.5 -г 4 атм. Далее будем полагать, что а «Iі. Отсюда, для всех трёх изученных материалов получаем, что: Psmr -Р « Р. Для дальнейших выводов требуется информация о том, какие частицы преобладают перед эродирующей поверхностью: испарившиеся молекулы или частицы налетающего потока (протоны или дейтроны). О преобладании испарившихся молекул говорят два обстоятельства.
По-первых, число атомов материала, поступающих в плазму ЭС в процессе взаимодействия, примерно равно числу протонов, приходящих в ЭС. Поскольку именно поверхность является источником атомов материала, в то время как протоны (после того как ЭС сформировался) попадают на поверхность только вследствие диффузии, то именно испарившиеся молекулы должны, по-видимому, доминировать в кнудсеновском слое у поверхности. Во-вторых, прямые спектральные измерения в плазме ЭС (подробнее, см. Главу IV) показывают, что линии водорода практически отсутствуют в тонком { \мм) слое возле поверхности.
