Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Термоядерная плазма токамака как источник нейтронного и гамма излучений 18
1.1. Термоядерные реакции с образованием нейтронов. 18
1.2 Сечения и скорости реакций синтеза 20
1.3 Энергетический спектр термоядерных нейтронов 28
1.4 Погрешность определения ионной температуры плазмы из анализа энергетического спектра термоядерных нейтронов 31
1.4.1 Погрешность Ті при измерениях классическим спектрометром 31
1.4.2 Погрешность определения Tj при измерениях сцинтилляционным спектрометром нейтронов 34
1.5 Механизмы, влияющие на формирование нейтронного поля термоядерной
установки 40
1.6 Механизмы образования жесткого гамма излучения в токомаках. 43
Выводы к Главе 1 45
Глава 2 Исследование характеристик ионизирующего излучения термоядерной плазмы токамака FTU 47
2.1 Токомак FTU и модернизация диагностических систем регистрации нейтронного и гамма излучений 47
2.2 Исследование убегающих электронов на токомаке FTU системой спектрометров гамма-излучения 53
Выводы к Главе 2 59
Глава 3 Развитие сцинтилляционных методов спектрометрии термоядерных нейтронов 61
3.1 . Сцинтилляционные детекторы, применяемые в термоядерных исследованиях 61
3.1.1 Неорганические сцинтилляторы 61
3.1.2 Органические сцинтилляторы 62
3.2 Физические основы регистрации нейтронов с использованием органических сцинтилляторов 67
3.2.1 Функция отклика спектрометра и эффекты, влияющие на её формирование 67
а) нелинейность световыхода и краевые эффекты 67
б) многократное рассеяние на водороде и другие реакции 71
в) энергетическое разрешение 73
г) суммарная функция отклика 74
3.2.2 Эффективность регистрации 75
3.3 Спектрометрия термоядерных нейтронов с использованием органических сцинтилляторов 78
3.3.1 Разделение сигналов нейтронного и гамма-излучения по форме импульсов 78
3.3.2 Сцинтилляционный спектрометр с кристаллом стильбена 85
3.3.3 Оценка предельного быстродействия детектора с разделением сигналов нейтронного и гамма-излучения по форме импульсов 88
3.3.4 Оценка предельного энергетического разрешения органических сцинтилляторов 90
3.3.5 Методика измерения спектров термоядерных нейтронов 97
а) Градуировка энергетической шкалы спектрометра нейтронов с органическим сцинтиллятором 97
б) Определение энергетического порога 100
в) Восстановление энергетического спектра нейтронов 103
3.4 Особенности измерений термоядерных нейтронов спектрометром с органическим сцинтиллятором 109
3.4.1 Устройство сцинтилляционного спектрометра нейтронов для измерений на токамаках 109
3.4.2 Экспериментальная проверка характеристик детекторов 110
а) Измерения на нейтронных генераторах НГМ-17 и ИНГ-07 (ГНЦ РФ ТРИНИЩРФ) ПО
б) Измерения на нейтронном генераторе FNG (ENEA, Италия) 113
в) Измерения на токамаке Tore Supra (СЕА, Франция) 114
г) Измерения на нейтронном генератор FNS (JAERI, Япония) 119
Выводы к Главе 3 122
Глава 4 Исследование характеристик нейтронного излучения термоядерной D-D плазмы детекторами с органическими сцинтилляторами 124
4.1 Спектрометрия нейтронов с помощью сцинтилляционного детектора NE213 на токамаке FTU. 124
4.2 Измерение нейтронной эмиссии плазмы токомака TORE-SUPRA 128
4.3 Нейтронные измерения детектором с кристаллом стильбена на токамаке JT60U. 133
4.3.1 Многоканальный монитор профиля нейтронного потока 133
4.3.2 Учет ослабления и рассеяния нейтронов 135
4.3.3 Особенности измерений в экспериментах с максимальным нейтронным выходом 139
4.3.4 Измерение профиля нейтронной эмиссии плазмы токамака JT60U... 145
Выводы к Главе 4 150
Глава 5 Исследование характеристик нейтронного излучения термоядерной плазмы в тритиевых экспериментах на токамаке JET 152
5.1 Применение нейтронного спектрометра с кристаллом стильбена в тритиевых экспериментах на токамаке JET 152
5.1.1 Постановка нейтронных измерений спектрометром с кристаллом стильбена на токамаке JET 153
5.1.2 Результаты измерений спектрометром с кристаллом стильбена во время тритиевых экспериментов на токамаке JET 156
5.2 Применение системы цифрового разделения сигналов NE213 в тритиевых экспериментах на токамаке JET 162
5.2.1 Устройство системы цифрового разделения сигналов для измерений на токамаке JET 163
5.2.2 Первые результаты измерений детектором NE213 с системой цифрового разделения сигналов во время тритиевых экспериментов на токамаке JET 167
Выводы к Главе 5 173
Список литературы
- Погрешность определения ионной температуры плазмы из анализа энергетического спектра термоядерных нейтронов
- Исследование убегающих электронов на токомаке FTU системой спектрометров гамма-излучения
- Разделение сигналов нейтронного и гамма-излучения по форме импульсов
- Многоканальный монитор профиля нейтронного потока
Введение к работе
ИТЭР (ITER - International Thermonuclear Experimental Reactor) -международный проект по созданию термоядерного экспериментального реактора на базе токамака. В соответствии с Соглашением, в сооружении ИТЭР принимают участие Европейский Союз, Россия, США, Япония, Китай, Южная Корея и Индия. Первый в мире экспериментальный термоядерный реактор будет построен на площадке научного центра СЕА (Кадараш, Франция). Результаты научных исследований на ИТЭР позволят продемонстрировать мировой общественности техническую осуществимость термоядерной реакции, как надежного и безопасного источника энергии с неисчерпаемыми запасами топлива.
Проект токамака-реактора ИТЭР предусматривает работу с длинным импульсом тока плазмы, с вытянутым по вертикали сечением плазменного шнура и дивертором. В номинальном индуктивном режиме работы предполагается достижение мощности термоядерных реакции 400 МВт при длительности импульса «горения» реакции более 300 секунд. При этом в плазму может быть введено до 100 МВт мощности дополнительного нагрева.
Основные программные цели проекта ИТЭР сформулированы в [1].
В области физики плазмы ИТЭР должен обеспечить:
• достижение квазистационарного «горения» в индуктивном режиме поддержания тока плазмы с Q (отношением термоядерной мощности к мощности дополнительного нагрева) не менее 10 и с длительностью импульса достаточной для достижения стационарных условий на временной шкале, характерной для плазменных процессов при температурах «горения» (зажигания);
• демонстрацию стационарного режима работы с использованием неиндуктивных методов поддержания тока плазмы с Q не менее 5 (при этом не исключается возможность достижения контролируемого зажигания термоядерной реакции);
В области инженерных исследований и испытаний ИТЭР должен обеспечить:
• демонстрацию наличия и возможности совместного использования технологий, необходимых для создания термоядерного реактора (таких, как соответствующие сверхпроводниковые магниты, дистанционное обслуживание и др.);
• испытание компонентов будущих энергетических термоядерных реакторов (таких, как системы ввода топлива, система отвода тепла и золы из плазмы, разработка методов диагностики реакторной плазмы и др.);
• испытание различных концепций модулей бланкета, воспроизводящих тритий, которые должны обеспечить в будущих энергетических установках воспроизводство (самообеспечение) трития, отвод тепла и, в конечном счете, производство электроэнергии.
Основные параметры установки ИТЭР представлены в таблице В.1.
В части физики плазмы основные экстраполяции на масштаб токамака-реактора ИТЭР сделаны на базе экспериментальных и расчетно-теоретических исследований, проводимых в рамках национальных программ, выполняемых в странах-участницах проекта. Предсказания удержания плазмы основываются на эмпирических законах подобия (скейлингах), безразмерном анализе удержания и развитии расчетных кодов для математического моделирования транспортных процессов в термоядерной плазме.
6 Таблица В.1 Основные параметры ИТЭР
Полная термоядерная мощность Р, МВт 400
Отношение Р термоядерной к Р дополнительного нагрева, 2.Средняя нейтронная нагрузка на стенку, МВт/м 0,57
Время горения плазмы в индуктивном режиме работы, сек 300
Большой радиус плазмы, м 6,2
Малый радиус плазмы, м 2,0
Ток плазмы, МА 15
Вертикальная вытянутость плазмы - отношение вертикального размера к горизонтальному (верх/низ) 1,7/1,85
Треугольность плазмы (верх/низ) 0,33/0,49
Тороидальное магнитное поле на оси, Т 5,3
Объем плазмы, м3 837
Площадь поверхности плазмы, м 678
Мощность дополнительного нагрева, МВт -73
В качестве базового режима работы токамака-реактора выбран Н-режим с периодически повторяющейся неустойчивостью на границе плазмы. В этом режиме одновременно достигаются достаточно высокие уровни удержания, плотности и газокинетического давления плазмы, обеспечивающие проектные значения выделения термоядерной мощности и отношения выделенной термоядерной мощности к мощности дополнительного нагрева. Тепловые и электромагнитные нагрузки на элементы конструкции реактора, связанные с эффектами магнитной гидродинамики и развитием пучка убегающих электронов, не превышают допустимых пределов. Переход из режима с плохим удержанием (L-режима) в Н-режим характеризуется спонтанным формированием транспортного барьера на границе плазмы. Этот переход возможен, если поток тепловой энергии из плазмы через ее границу превышает некоторый необходимый уровень. Предусмотренные в проекте системы дополнительного нагрева и генерации тока позволяют эффективно управлять радиальными распределениями параметров плазмы. Как показали
7 расчеты сценариев разряда, при таком управлении и благодаря использованию бутстреп-тока в реакторе ИТЭР могут быть получены стационарные режимы удержания, улучшенного по сравнению с базовым режимом. Для достижения этих режимов, которые характеризуются формированием в плазме внутренних транспортных барьеров, необходимо применение предусмотренных в проекте систем стабилизации неоклассической тиринг-неустойчивости и неустойчивости плазмы, связанной с конечной электропроводностью стенки разрядной камеры.
Для управления режимами работы токамака-реактора ИТЭР и для получения достоверных данных об интересующих плазменных режимах в проекте предусмотрена разработка и создание необходимых средств диагностики термоядерной плазмы. Одним из важнейших методов диагностики термоядерной реакторной плазмы являются нейтронные измерения, которые должны обеспечить решение всех вышеуказанных научных и инженерных задач. В частности нейтронная диагностика должна обеспечить:
• измерение динамики абсолютного значения нейтронного выхода реактора во всех режимах его работы,
• измерение выделяемой термоядерной мощности,
• измерение пространственных распределений ионной температуры, источника термоядерных нейтронов и ос-частиц.
Все плазменные параметры, контролируемые методами нейтронной диагностики, разделены на три группы:
(1а) - измерения для защиты и базового управления токамака-реактора, (lb) - данные для обеспечения продвинутого управления реактором, (2) - данные для оценки производительности и дальнейшего развития физики плазмы.
ИТЭР дизайн нейтронной диагностики должен быть приспособлен к длительному (квазистационарному) режиму работы в условиях интенсивных нейтронных потоков (которые на порядок выше максимально достигнутой плотности потоков нейтронов на токамаке JET вовремя экспериментов с d плазмой). Высокие потоки нейтронов и длительные импульсы ИТЭР приводят к тому, что детекторы и элементы конструкции будут облучены значительными интегральными флюенсами быстрых нейтронов - более чем в 104 раз превышающими их величины в экспериментах на современных токамаках. Поэтому, в конструкции токамака-реактора предусмотрена радиационная защита в виде массивных железо-водных бланкетов и толстой вакуумной камеры. Такая конструкция оказывает существенное влияние на выбор нейтронных детекторов для измерений в многоканальных нейтронных коллиматорах, погрешность определения термоядерной мощности установки и на пространственное разрешение при измерении профиля нейтронного источника. Указанные факторы, в конечном итоге, определяют требования к нейтронным детекторам, которые планируется использовать для измерений в многоканальных нейтронных коллиматорах.
Необходимость нейтронной томографии при определении профиля нейтронной эмиссии ИТЭР, существенно возрастает в связи с тем, что из-за наличия популяции быстрых ионов в зажигаемой плазме интенсивность нейтронного источника может быть не постоянной на заданной магнитной поверхности, а также поскольку в экспериментах с зажиганием ожидается проявление коллективного поведения рождающихся альфа частиц и быстрых ионов. Особенно отчетливо это может проявиться во время дополнительного нагрева плазмы на ионно-циклотронной частоте или при инжекции пучка нейтралов (энергия нагревного пучка нейтралов Е = 1 МэВ, что существенно выше температуры плазмы ТІ). Кроме того, постоянство удельной нейтронной эмиссии на магнитной поверхности может нарушаться в момент
II пилообразных колебаний, при возникновении Альфеновских мод (АЕ) и при так называемых «advanced tokamak regime» - разрядах с сильно отрицательным магнитным «широм». Как показали недавние результаты пространственных нейтронных измерений на токамаке JET [18,19] популяция быстрых частиц влияет на двумерное распределение профиля плазменного источника термоядерных нейтронов. Нейтронные детекторы наиболее подходящие для применения в радиальном и вертикальном многоканальных нейтронных коллиматорах ИТЭР и их основные характеристики приведены в таблице В.4.[20,21].
Практически все нейтронные детекторы - мониторы нейтронного потока, представленные в таблице В.4. (за исключением быстрого пластика), обеспечивают разделение сигналов от нейтронного и гамма излучения. В органических сцинтилляторах стильбен и NE213 это обеспечивается за счет анализа формы импульсного сигнала, в алмазных детекторах, сцинтилляторах ZnS и камерах деления с U - за счет амплитудной дискриминации сигналов (импульсы от гамма-квантов имеют существенно меньшую амплитуду).
Среди существующих нейтронных детекторов, используемых для диагностики горячей плазмы, выделяются органические сцинтилляционные детекторы, поскольку они могут работать как компактные спектрометры термоядерных нейтронов. Их применение в радиальном и вертикальном многоканальных нейтронных коллиматорах ИТЭР обеспечит измерение ионной температуры плазмы, пространственного распределения быстрых дейтонов и тритонов, профиля полоидального вращения плазмы. В отличие от других типов компактных спектрометров термоядерных нейтронов (на основе кремниевых и алмазных ППД), органические сцинтилляторы обеспечивают широкий динамический диапазон измерений (за счет быстрого времени высвечивания и возможности существенного изменения эффективности детекторов) и возможность одновременного измерения спектров d-d и d нейтронов. Однако до сих пор при реализации спектрометрии нейтронного
12 излучения с помощью органических сцинтилляторов не учитывались особенности измерений термоядерных спектров и были не реализованы все преимущества данного метода.
Таблица В.4. Нейтронные детекторы для радиального и вертикального
многоканальных нейтронных коллиматоров.
Тип детектора Размер0х/,см3 Чувствительность,см2/нейтр Динамический диапазон для временного окна1 мс Время жизни
Научная новизна работы заключается в следующем:
развиты экспериментальные методы спектрометрии ионизирующего излучения высокотемпературной термоядерной плазмы в экспериментах на токамаках;
обоснованы и разработаны методологические основы спектрометрии термоядерных нейтронов при помощи детекторов с органическими сцинтилляторами, включая разработку алгоритмов восстановления энергетических спектров термоядерных нейтронов и создание соответствующего комплекса программного обеспечения; получены экспериментальные данные, подтверждающие природу происхождения ионизирующего излучения в экспериментах на токамаке FTU, что позволило перейти от качественного описания к созданию адекватных моделей формирования пучка убегающих электронов; получены экспериментальные результаты, подтверждающие эффективность сценариев ионно-циклотронного нагрева плазмы в d экспериментах на токамаке JET;
разработаны и впервые применены в экспериментальных исследованиях характеристик ионизирующего излучения термоядерной плазмы токамака нейтронные детекторы на базе органических сцинтилляторов с цифровым разделением сигналов по форме импульса;
Практическая ценность полученных результатов диссертационной работы
заключается в следующем:
созданные спектрометры нейтронного и гамма излучений нашли практическое применение в экспериментальных исследованиях характеристик термоядерной плазмы практически на всех крупных токамаках мира - TORE SUPRA, JET, JT-60U и FTU; изученные особенности спектрометрии термоядерных нейтронов спектрометрами с органическими сцинтилляторами позволяют определять их предельные характеристики, необходимые для создания нейтронной диагностики ИТЭР;
система цифрового разделения сигналов нейтронного и гамма излучений при регистрации сцинтилляционными детекторами позволяет повысить полезную скорость счета, обеспечивая тем самым лучшее временное разрешение и уменьшая погрешность измерений;
Положения, выносимые на защиту;
разработанный сцинтилляционный спектрометр с кристаллом стильбена обеспечивает энергетическое разрешение 150 кэВ при регистрации d-d нейтронов и 300 кэВ при регистрации d нейтронов, что обеспечивает измерение ионной температуры плазмы в диапазоне выше 4 кэВ и удовлетворяет требованиям, предъявляемым к спектрометрам термоядерных нейтронов ИТЭР;
разработан метод определения ионной температуры и ее погрешности из энергетического спектра термоядерных нейтронов, измеренного спектрометром с органическим сцинтиллятором, удовлетворяющий требованиям ИТЭР по временному разрешению и погрешности измерений;
сцинтилляционные спектрометры на основе кристалла стильбена с разделением сигналов нейтронного и гамма излучения по форме импульса обеспечивают скорость счета не менее, чем 1,5x105 импульсов/сек, что является предельной величиной для схем с аналоговой обработкой сигналов;
в экспериментах с ионно-циклотронным нагревом d плазмы сцинтилляционный спектрометр с кристаллом стильбена позволяет надежно измерять "эффективную ионную температуру" при различных мощностях и фазировках ВЧ волн;
созданная система цифрового разделения сигналов нейтронного и гамма излучения в условиях измерений в смешанных п/у полях позволяет более чем на порядок увеличить скорость счета импульсов разработанных спектрометров.
Апробация работы.
Материалы, вошедшие в диссертацию докладывались и обсуждались на научных семинарах в ГНЦ РФ ТРИНИТИ, РНЦ «Курчатовский институт» и Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе РАН, а также на научных семинарах зарубежных лабораторий - СЕА (Франция, Кадараш), ENEA (Италия, Фраскати), JAERI (Япония, Нака и Токай-мура), JET (Англия, Кэлхэм), VTT (Финляндия, Хельсинки) и Institute Nuclear Research (Чехия, Ржеж).
Полученные результаты неоднократно представлялась и обсуждалась на международных совещаниях по диагностике ИТЭР и в рамках работы
16 экспертной группы по нейтронной диагностике ИТЭР, в которой автор является представителем России.
Результаты и материалы, изложенные в диссертацию, опубликованы в ведущих журналах по экспериментальной ядерной физике и физике плазмы «Nuclear Instruments and Methods», «Review of Scientific Instruments», «Приборы и техника эксперимента», «Fusion Science and Technology» «Fusion Engineering and Design», «Nuclear Fusion» и других.
Часть результатов была представлена на международных и всероссийских научных конференциях:
- 12th HTPD High Temperature Plasma Diagnostic, Princeton, USA, 1998
- XXVI Звенигородская конференция по физике плазмы и управляемому термоядерному синтезу, Звенигород, 1999
- 27th EPS Conference on Contr. Fusion and Plasma Phys. Budapest, Hungary, 2000
- «Frontier Detectors for Frontier Physics», Isola dElba, Italy, May 2003
- 10-я Всероссийская конференция по диагностике высокотемпературной плазмы, Красная Пахра, июнь 2003
- 31th EPS Conference on Contr. Fusion and Plasma Phys. London, UK, 2004
- 15th HTPD High Temperature Plasma Diagnostic, San Diego, USA, 2004
- 11-я Всероссийская конференция по диагностике высокотемпературной плазмы, Троицк - Звенигород, июня 2005 г.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 5 глав, заключения и списка литературы из 95 наименований. Принята сквозная нумерация литературных ссылок. Параграфы и рисунки нумеруются по главам. Диссертации содержит 177 страницы текста, включающего 10 таблиц и 74 рисунка и приложение на 15 страницах.
Погрешность определения ионной температуры плазмы из анализа энергетического спектра термоядерных нейтронов
Помимо собственного разрешения нейтронного спектрометра на погрешность определения ионной температуры плазмы в значительной степени будет влиять статистическая погрешность, обусловленная количеством зарегистрированных импульсов. Анализ влияния статистики проще всего провести для случая нейтронного спектрометра классического типа, когда функция отклика на моноэнергетическую линию нейтронов описывается распределением Гаусса [61]. Примером таких детекторов могут служить времяпролетные спектрометры нейтронов, применявшиеся в d-d и d экспериментах на токамаке JET [36]. Обозначим ширину на полувысоте измеренного энергетического спектра - М, ширину на полувысоте спектра термоядерных нейтронов - W и ширину на полувысоте функции отклика нейтронного спектрометра - R. В случае если W и R имеют гауссовское распределение, величины М, W и R связаны соотношением: M2=W2+R2 1.15
Погрешность определения ДМ связана с полным числом импульсов N в пике аппаратурного спектра следующим образом [37]:
Относительная погрешность ширины на полувысоте спектра нейтронов AW связана с ДМ и AR формулой, которая может быть получена дифференцированием (1.14) с последующим возведением в квадрат и усреднением. Учитывая (1.15) в результате получаем соотношение: KW2j R ) Поскольку ширина на полувысоте нейтронного спектра зависит как корень AW 1 AT „ квадратный из температуры ионов, можно записать -—- = . Полагая, что функция отклика хорошо известна из предварительных калибровочных измерений, т.е. AR=0, окончательная формула относительной погрешности определения температуры плазмы в зависимости от разрешения спектрометра R, статистики N и ширины нейтронного спектра W можно записать в виде:
Анализ формулы (1.17) показывает, что при R«W, достаточно иметь 200 импульсов в пике распределения для обеспечения 10% погрешности определения ионной температуры Т; [38]. Здесь необходимо подчеркнуть, что приведенные формулы и оценки требуемой статистики справедливы только для случая максвелловской плазмы и спектрометра нейтронов классического типа (с гауссовой функцией отклика). Любые отклонения в форме нейтронного спектра или в функции отклика спектрометра от Гауссовой кривой будут приводить к тому, что для обеспечения заданной точности Ті требуемая статистика N будет существенно возрастать. В качестве примера, очень показателен опыт применения нейтронного спектрометра на основе 3Не ионизационной камеры в экспериментах с омическим нагревом d-d плазмы на токамаке JET[39]. Этот нейтронный спектрометр, в котором используется реакция п + 3Не - t +р + 764 кэВ, характеризуется узкой шириной R (АЕі/2 = 42кзВ для нейтронов с энергией 2,45 МэВ) и наличием низкоэнергетического хвоста в функции отклика, обусловленного стеночными эффектами. Несмотря на то, что этот хвост составляет всего 5% от гауссовской функции распределения, его наличие играет крайне важную роль в определении ионной температуры плазмы и погрешности ее измерения. В омическом разряде d-d плазмы с температурой Т = 3,24 кэВ в формуле (1.17) для спектрометра с чисто Гауссовской функцией отклика коэффициент а должен составить ос=1,08. Численным моделированием, подтвержденным в последствии анализом экспериментальных данных, было показано, что для данного спектрометра нейтронов а=1,81. Наличие 5% низкоэнергетического хвоста в функции приводит к 3-х кратному увеличению статистики для получения погрешности ЛТ/Т=Ю%, т.е. при реальном разрешении спектрометра требуется N= 660 импульсов вместо N = 220 для случая чисто Гауссовской формы функции отклика.
Формула 1.17 получена в идеализированном случае, когда погрешность AM определяется без учета влияния фоновых импульсов NB под пиком полезного сигнала в аппаратурном спектре. С учетом погрешности, обусловленной наличием фона, формула (1.16) будет записана в следующем виде:
Исследование убегающих электронов на токомаке FTU системой спектрометров гамма-излучения
Токамак FTU (Frascati Tokamak Upgrade), находящийся в институте ENEA (Frascati, Italy) - это компактный токамак с сильным магнитным полем (В(=8Тл), Установка имеет следующие параметры - большой и малый радиусы тора равны 93,5 см и 30 см соответственно, максимальный ток плазмы 1,6 МА, электронная плотность 10 м и электронная температура 1-3 кэВ. Типичная длительность разряда с дейтериевой плазмой составляет -1,5 сек. Нейтроны с энергией 2,45 МэВ образуются в результате реакции d(d,n)3He. Тритоны, образующиеся по другому каналу реакции - d(d,p)t могут приводить к образованию некоторого количества 14,1 МэВ нейтронов в результате реакции d(t,n)cc (для FTU отношение 14 МэВ и 2,45 МэВ нейтронов составляет 0,2%). Из-за влияния окружающих плазму конструкций (вакуумная камера, полоидальные катушки, магниты, криостат и др.), энергетический спектр нейтронов вне токамака смягчается вплоть до эпитепловых энергий.
Максимальный нейтронный выход при омическом нагреве плазмы составляет -3x10 нейтр./сек, однако при полной мощности дополнительного нагрева (8 МВт на нижней гибридной частоте) нейтронный выход достигает 1014 нейтр./сек.
Изначально нейтронная диагностика FTU состояла из следующих систем [44,45,46, 47]: 1) пропорциональные счетчики (BF3 и камеры деления) для измерения абсолютного выхода с временным разрешением; 2) нейтронно-активационный метод для интегрированного во времени измерения абсолютного выхода; 3) сцинтилляторы для измерения нейтронных потоков с временным разрешением; 4) многоканальный нейтронный коллиматор для измерения нейтронных потоков с пространственным и временным разрешением.
Указанный набор диагностик, при непосредственном участии автора и сотрудников ГЦ РФ ТРИНИТИ, был дополнен новыми детектирующими системами: дополнительно были установлены два спектрометра гамма-излучения и один нейтронный детектор на основе органического \щинтиллятора. Автором была разработана и внедрена для штатной эксплуатации многоканальная система сбора спектрометрической информации с временным разрешением. Новая система, реализованная на базе стандартных модулей САМАС, под управлением Lab View [ 48 ] обеспечила удаленный контроль и передачу полученных данных в базу данных FTU в режиме «on-line». Система сбора данных обеспечивает измерение 16 спектров за один импульс токамака. Дополнительная информация о нейтронном и гамма излучениях получалась при помощи системы калиброванных BF3 пропорциональных счетчиков (расположенных по парно через 120 вокруг установки над тором [45]) и сцинтиллятора NE213 размером 5"х5".
В качестве спектрометров гамма-излучения использовались два стандартных сцинтилляционных кристалла Nal(Tl) размером 3"хЗ". Это позволило использовать стандартные программы расчета функции отклика сцинтилляционного детектора [49]. Детекторы были расположены таким образом, чтобы угол между осью детектора и полоидальным лимитером составлял 150 . При этом расположение сцинтилляционных детекторов в полоидальной плоскости было разным (углы 0 и -50 относительно экваториальной плоскости для детектора Nal-l и NaI-2 соответственно) Рис. 2.1. Детектор Nal-l был размещен в экваториальной плоскости в нише защитной стены экспериментального зала. Перед ним были установлены слои дополнительных защитных материалов, образующие коллиматор, смотрящий на плазму и лимитер с угловым раствором -26 . Для защиты от низкоэнергетического фона перед детектором NaI-2 была установлена дополнительная защита из свинца толщиной 25 см.
Разделение сигналов нейтронного и гамма-излучения по форме импульсов
В случае, когда размеры сцинтиллятора достаточны возможны события, когда рассеянный нейтрон еще раз рассеется на ядре водорода, прежде, чем покинет объем детектора. Поскольку такое двукратное взаимодействие происходит за время меньше 1 нсек, для регистрирующей аппаратуры эти два события не различимы. Это приводит к искажению равномерного распределения функции отклика Рис. 3.8 а).
Во всех органических сцинтилляторах помимо водорода в состав входит углерод. Количество ядер углерода приблизительно равно количеству ядер водорода (NE213) или даже превосходит его (стильбен, ПТФ) см. Таблица 3.1. Сечения упругого рассеяния нейтронов на ядрах водорода и углерода приблизительно равны в области 14 МэВ и различаются всего в 1,5 раза в области 2,5 МэВ (Рис. 3.10). Поэтому упругое рассеяние на углероде также влияет на форму функций отклика органических сцинтилляторов. При упругом рассеянии нейтронов на углероде в качестве ядер отдачи выступают массивные ядра углерода, характеризующиеся более высокими удельными энергетическими потерями dE/dx чем протоны отдачи. Эффективность преобразования энергии частицы в сцинтилляционные вспышки сильно уменьшается с ростом удельных энергетических потерь регистрируемых заряженных частиц, поэтому ядра отдачи углерода существенного вклада в сигнал сцинтилляционного детектора не дают. Однако рассеяние на углероде влияет на вид функции отклика органического сцинтиллятора, поскольку рассеянный на углероде нейтрон может рассеяться на ядре водорода, прежде чем вылетит из объема детектора. Нейтрон при упругом рассеянии на углероде передает ядру часть своей энергии, поэтому такие нейтроны будут производить равномерное распределение протонов отдачи с максимум, меньшим чем, распределение от нейтронов взаимодействовавших с ядрами водорода напрямую. При упругом рассеянии на углероде нейтрон может потерять от 0 до 28% своей начальной энергии. Это приводит к тому, что в спектре протонов отдачи от нейтронов, рассеянных на ядрах углерода, т.е. в области от 72 до 100% будет зарегистрировано меньшее количество импульсов Рис. 3.8 б). Этот эффект особенно заметен при регистрации 14 МэВ нейтронов.
Искажения энергетического спектра прямоугольного распределения протонов отдачи за счет различных факторов: а) упругое рассеяние на углероде; б) двукратное рассеяние на водороде; в) влияние энергетического разрешения и г) результаты моделирования с учетом всех перечисленных эффектов.
При энергии нейтронов свыше 8 МэВ помимо реакций упругого рассеяния начинают проявляться две конкурирующие реакции, которые начинают влиять на функцию отклика детектора. Поскольку энергии этих реакций достаточно велики, они не влияют на функцию отклика в области 14 МэВ, следовательно, не сказывается на прецизионной спектрометрии d нейтронов. Однако при измерениях плотности потока нейтронов к указанным реакциям нужно относиться внимательно, поскольку при низком пороге дискриминации данные реакции необходимо учитывать в расчете эффективности регистрации детектора. В результате первой из указанных реакций выделяется 8 МэВ энергии, которая распределяется между сс-частицей (5,5 МэВ) и ядром отдачи 9Ве (2,5 МэВ). Световыход в органическом сцинтилляторе от а-частиц с такой энергии соответствует световыходу от нейтронов с энергией Еп= 1,5 МэВ. Во второй реакции выделяется 6МэВ энергии, которая распределяется между тремя а-частицами (средняя энергия Еа 2 МэВ). В шкале энергий нейтронов это соответствует энергии 0,5 МэВ. Т.о. при одновременной регистрации d и d-d нейтронов рекомендуется устанавливать порог выше 1,5 МэВ для того чтобы исключить вклад реакций на ядрах углерода с образованием а-частиц.
в) энергетическое разрешение
Указанные в пунктах а) и б) эффекты, влияющие на формирование функции отклика сцинтилляционного спектрометра, обусловлены собственными свойствами детектора, которые нельзя улучшить. Вместе с тем на конечное энергетическое разрешение спектрометра нейтронов с органическим сцинтиллятором также влияют такие характеристики как -однородность сбора света и качество оптического контакта между ФЭУ и кристаллом; фотоэлектронная статистика, обусловленная квантовым выходом фотокатода и коэффициентом усиления ФЭУ, а также другие источники шума. Все указанные эффекты приводят к изменению ширины на полувысоте моноэнергетической линии и характеризуются одним параметром -энергетическим разрешением спектрометра. Влияние энергетического разрешения на функцию отклика спектрометра нейтронов с органическим сцинтиллятором показано на Рис. 3.8 в).
г) суммарная функция отклика
Для получения формы отклика органического сцинтиллятора на моноэнергетическую линию нейтронного излучения было проведено MCNP моделирование с учетом всех выше перечисленных эффектов. Результирующая функция отклика спектрометра нейтронов с кристаллом стильбена 040x40 мм показана на Рис. 3.8 г).
Многоканальный монитор профиля нейтронного потока
Быстродействие детекторов ионизирующего излучения и в частности спектрометров нейтронов является важной характеристикой, значение которой существенно возрастает при проведении измерений на термоядерных установках. Это обусловлено тем, что для многих параметров плазмы требуется контроль с высоким временным разрешением. При заданном требовании к погрешности измерений, временное разрешение определяется статистическим обеспечением измерений, которые могут быть ограничены быстродействием детекторов. Наглядно иллюстрируют это формулы 1.17 и 1.18 (Глава 1), которые связывают погрешность определения ионной температуры плазмы по уширению нейтронного спектра с энергетическим разрешением нейтронного спектрометра и необходимой статистикой измерений. Как уже отмечалось выше органические сцинтилляторы, такие как NE213 и стильбен, являются достаточно быстрыми детектора с временами высвечивания быстрого компонента на уровне нескольких наносекунд. Поэтому эти детекторы принципиально могут обеспечить высокое быстродействие. Однако поскольку органические сцинтилляторы чувствительны как к нейтронному, так и гамма излучению, при проведении измерений нейтронных спектров на фоне гамма излучения возникают проблемы интерпретации данных (см. Глава 2). При спектрометрии d нейтронов подбором толщины детектора можно исключить искажение нейтронного спектра сопутствующим гамма-излучением. При регистрации d-d нейтронов применение схемы разделения сигналов, как будет показано далее (см. Глава 4), является категорически необходимым условием. В таких измерениях схема разделения сигналов нейтронного и гамма излучения по форме импульса является элементом, ограничивающим быстродействие всей системы регистрации в целом.
Предельное время, необходимое для анализа формы сигнала можно оценить, используя формулы 3.7 и 3.8, в которых сцинтилляционный сигнал описывается двумя экспоненциальными зависимостями от времени - быстрой и медленной. Подставляя в эти формулы значения соответствующих величин для кристалла стильбена: отношение Впротон/Вэлектрон = 1,7; 7 - 6,2 нс и тм -370 не, можно показать что при т порядка 5 нсек отношение сигналов равной амплитуды от нейтрона и гамма кванта достигнет уровня 90% от максимально возможного через время 30 нсек. Если принять этот интервал в качестве времени, необходимого для анализа формы сигнала, тогда предельное быстродействие схемы разделения можно получить на основании следующих условий. Анализ формы импульса работает только в том случае, когда нет искажений формы сигнала за счет наложений импульсов. Для пуассоновского распределения вероятность, того, что ни одно событие не произойдет в течение интервала времени t при среднем числе Лі, определяется формулой P(0)=exp(-At). Т.е. для того, чтобы вероятность наложения импульсов не превышала 1%, необходимо чтобы средняя частота следования импульсов не превышала значения 330 КГц. Эта величина может рассматривать в качестве теоретического предела быстродействия схемы разделения при обработке сигналов режиме реального времени, который реализуют традиционные аналоговые схемы. На практике, поскольку в аналоговых схемах применяется интегрирование сигналов, и используются различные дополнительные условия отбора событий с целью улучшенного разделения нейтронов и гамма квантов, для анализа сигналов и формирования управляющих импульсов требуется несколько микросекунд. Это приводит к тому, что реальное быстродействие не превышает 150-200 кГц [67]. Необходимо отметить, что максимальная скорость счета зависит от суммарного потока ионизирующего излучения - нейтронов и гамма квантов, а также от соотношения их количества. Таким образом, реальное быстродействие детектора со схемой разделения сигналов по форме импульса на порядок ниже той скорости счета, которую могут обеспечить органические сцинтилляторы с учетом их быстрого времени высвечивания. Методы повышения быстродействия детектирующих систем с органическими сцинтилляторами за счет цифровой обработки сигналов рассмотрены далее (см. Глава 5).
