Содержание к диссертации
Введение
1 Установка ГДЛ 14
1.1 Конструкция установки 14
1.2 Вакуумная система 16
1.3 Магнитная система 16
1.4 Система создания предварительной плазмы 18
1.5 Система атомарной инжекдии 19
1.6 Сценарий эксперимента 20
2 Основные диагностики 23
2.1 Томсоновское рассеяние 25
Рубиновый лазер 25
Оптическая схема 26
Юстировка лазера и оптической схемы 28
Калибровки 28
Регистрация электрических сигналов и обработка данных . 29
2.2 Измерения потоков продуктов DD реакции 33
Метод регистрации частиц . 33
Конструкция датчика 34
Система регистрации сигнала 38
Обработка сигналов 38
2.3 Другие диагностики 42
3 Численное моделирование продольного профиля выхода продуктов термоядерных реакций 43
3.1 Термоядерные реакции в плазме ГДЛ 43
3.2 Стационарная модель распределения нейтронного потока для однородной плазмы 46
3.3 Особенности моделирования при помощи кода MCFIT 49
4 Результаты измерений и их интерпретация 51
4.1 Особенности измерения потоков 3.02 МэВ протонов и 2.45 МэВ нейтронов на ГДЛ 51
4.2 Пространственные профили потоков продуктов термоядерной реакции 54
Хордовые измерения потока 3.02 МэВ протонов 55
Продольный профиль потока 3.02 МэВ протонов: сравнение результатов измерений и численного моделирования 60
Заключение 66
Литература 68
- Система создания предварительной плазмы
- Регистрация электрических сигналов и обработка данных
- Стационарная модель распределения нейтронного потока для однородной плазмы
- Продольный профиль потока 3.02 МэВ протонов: сравнение результатов измерений и численного моделирования
Введение к работе
Газодинамическая ловушка (ГДЛ), идея создания которой принадлежит В.В. Мирнову и Д.Д. Р ютову [1], появилась благодаря стремлению увеличить время удержания плазмы по сравнению с классической зеркальной ловушкой [2,3] без привлечения непроверенных новых принципов. В отличие от зеркальной ловушки, где удержание бесстолкновительных частиц плазмы обусловлено законами сохранения энергии и магнитного момента, ГДЛ предназначена для удержания столкновительной плазмы с изотропным в пространстве скоростей максвелловским распределением частиц. Условие столкнови-тельности выражается в том, что длина свободного пробега ионов относительно рассеяния в конус потерь много меньше длины системы: »А*. ІП Rrn/Rm, (0.1) где Ай - длина свободного пробега ионов относительно рассеяния на угол порядка единицы, L - длина ловушки, К,п ~ пробочное отношение, которое в ГДЛ предполагается большим (#„ з> 1). В этих условиях механизм удержания частиц плазмы аналогичен удержанию столкновительного газа в сосуде с малым отверстием. Время удержания плазмы в такой ловушке легко определить при помощи простой газодинамической оценки: T^L-Rnfvi, (0.2) где V{ - средняя тепловая скорость ионов, что и служит оправданием названия системы.
Очень важным достоинством газодинамической ловушки является простая и надежная физика продольного удержания плазмы. Легко видеть, что продольные потери частиц в ГДЛ практически не зависят от скорости рассеяния [4]. Чтобы получить нужное для реакторных приложений время удержания, необходимо увеличить пробочное отношение, насколько это допускается техническими ограничениями, и соответственно увеличить длину ловушки.
Другим замечательным достоинством газодинамической ловушки является возможность достижения МГД устойчивости плазмы в рамках осесим-метричной конфигурации магнитного поля [1,4]. Это возможно благодаря относительно высокой плотности плазмы, истекающей в запробочную область — расширитель, где кривизна силовых линий магнитного поля может быть сделана благоприятной для обеспечения МГД устойчивости плазмы в ловушке. Для усиления стабилизирующего действия в некоторых случаях целесообразно заменить расширитель на МГД-якорь другого типа, например на антипробкотрон (касп) [5,6]. Важно отметить, что газодинамическая ловушка обладает еще одним очень важным достоинством, характерным для магнитных систем открытого типа (пробкотронов). Согласно результатам теоретического анализа МГД устойчивость в ГДЛ сохраняется при высоких значениях плазменного (3 (/Ї — &тт Р/В2 - отношение давления плазмы к давлению магнитного поля), вплоть до j3 = 0.3 — 0.7 [7].
Пожалуй главный недостаток ГДЛ, с точки зрения реакторных приложений, заключается в том, что при использовании технически достижимых на сегодняшний день магнитных полей в пробках минимальная длина термоядерного реактора на ее основе равна нескольким километрам [4]. Такая длина сегодня кажется слишком большой, однако принципиально не закрывает перспективы развития термоядерных реакторов на основе ГДЛ в будущем. Более того, вероятные прорывы в области технологий создания сверхсильных магнитных полей (к примеру, достижения мегагауссных напряженностей с использованием теплых сверхпроводников) могли бы сделать газодинамическую ловушку весьма привлекательной с точки зрения перспектив использования в качестве термоядерного реактора.
Тем не менее, более реалистичным на сегодняшний день кажется предложение использовать ГДЛ в качестве нейтронного источника, т. е. термоядерного реактора с высокой плотностью нейтронного потока и относительно низким КПД [8]. Источник нейтронов DT реакции с энергиями близкими к 14 МэВ и плотностью мощности потока ^-(1-4) МВт/м2 сегодня становится все более необходимым для специалистов в области термоядерного материаловедения, перед которыми стоит одна из сложнейших проблем термоядерных исследований - задача поиска материалов, обладающих адекватной нейтронной стойкостью, для создания первой стенки будущих DT реакторов [9]. Существуют также предложения использовать нейтронные источники такого типа для дожигания радиоактивных отходов и в качестве драйверов подкри-тических реакторов деления.
Рассмотрим кратко физические основы проекта источника нейтронов на базе газодинамической ловушки, а также его отличительные особенности, следуя [10]. Главной частью установки (см. рис. 0.1) является осесимметрич-ный пробкотрон длиной « 10 метров с пробочным отношением Rm т 20, предназначенный для удержания двухкомпонентной плазмы. Одна из компонент — столкновительная мишенная плазма с изотропной в пространстве скоростей максвелловской функцией распределения частиц — имеет температуру электронов и ионов 0.5 - 1.0 кэВ и плотность (2 — 5) -1014 см-3. Для этой компоненты характерен газодинамический режим удержания, так как длина пробега ионов относительно рассеяния в конус потерь не превышает длину ловушки. Другая компонента — быстрые ионы с энергиями, лежащими в термоядерном диапазоне. Быстрые ионы образуется в результате мощной атомарной инжекции. Для данной компоненты характерен бесстолкно-вительный, адиабатический режим удержания. Популяция быстрых ионов, в свою очередь, имеет две компоненты, а именно дейтоны и тритоны, которые, сталкиваясь, вступают в термоядерные реакции. Энергия атомарной инжекции при этом предполагается 100 - 130 кэВ при мощности 20 - 60 МВт.
Приемники пучков
Атомарные инжекторы
Рис. 0.1: Конструкция источника нейтронов на основе газодинамической ловушки [101.
Плотность и температура мишенной плазмы, а также энергия частиц в атомарных пучках находятся в таком соотношении, что характерное время торможения быстрых ионов оказывается много меньшим, чем характерное время их рассеяния на угол порядка единицы. Атомарная инжекция ведется под углом около 30 по отношению к оси установки. При этом быстрые ионы, совершая продольные баунс-колебания между точками остановки, сохраняют малый угловой разброс, характерный для инжектированных атомарных пучков. В этих условиях, вблизи областей отражения частиц продольный профиль плотности быстрых ионов, а следовательно и профиль потока нейтронов за счет термоядерных реакций оказываются пикированными. Таким образом, наклонная инжекция нейтральных атомов позволяет разнести в пространстве область захвата пучков и зону испытаний нейтронного генератора (см. рисунок 0.2). Кроме того, это позволяет минимизировать отрицательный вклад быстрых ионов в магнитогидродинамическую (МГД) устойчивость двухкомпонентной плазмы при правильном выборе формы силовых линий. Существуют даже предложения по МГД стабилизации плазмы при помощи популяции быстрых ионов, для чего предполагается использовать специальную конфигурацию магнитного поля с благоприятной в смысле МГД устойчивости кривизной силовых линий вблизи областей отражения быстрых ионов [11,12]. В месте с тем, наклонная инжекция эффективно уменьшает анизотропию их функции распределения в пространстве скоростей, что в свою очередь благоприятно влияет на микроустойчивость популяции быстрых ионов.
Роль мишенной плазмы заключается в том, что она, во-первых, обеспечивает захват пучков, во-вторых, осуществляет МГД стабилизацию двухкомпонентной плазмы. Кроме того, наличие теплых ионов с изотропным в пространстве скоростей распределением позволяет стабилизировать микронеустойчивости, вызванные анизотропией углового распределения быстрых ионов [13]. расширитель пробки пучки пробки пробкотрон / антипробкотрон\
, п, отн, ад. быстрые ИОНЫ
Рис. 0.2: Конфигурация магнитного поля и продольное распределение плотности плазмы в проекте источника нейтронов на основе газодинамической ловушки.
Проект источника нейтронов на основе ГДЛ имеет ряд преимуществ по сравнению с другими подобными проектами на базе систем для магнитного удержания плазмы [14,15,16]. Это прежде всего осесимметричная геометрия, благоприятные условия для стабилизации МГД и кинетических неустойчи-востей. Подробный обзор теоретических работ по удержанию плазмы в ГДЛ опубликован в [17].
Для экспериментального исследования удержания плазмы в газодинамической ловушке была создана и успешно работает в течение ряда лет в Институте ядерной физики им. Г.И.Будкера СО РАН установка ГДЛ. На установке осуществляется моделирование физических процессов в источнике нейтронов при меньшем уровне параметров плазмы, а также проводится ряд исследований, направленных на изучение физики удержания плазмы, как в газодинамической ловушке, так и в открытых магнитных системах других типов.
Одним из наиболее важных элементов программы исследований на установке ГДЛ является изучение удержания быстрых ионов [18]. Этот пункт программы подразумевает подробное изучение кинетики торможения и рассеяния быстрых ионов, выявление роли возможных механизмов аномальных потерь, таких как рассеяние на микрофлуктуациях в плазме, нарушение адиабатичности движения, вызванное несовершенством магнитной системы, и т. д. Следует подчеркнуть, что в источнике нейтронов скорость рассеяния быстрых ионов должна быть близка к классической, определяемой парными кулоновскими столкновениями. Наличие аномалий в скорости рассеяния, не вызывающее еще существенного уменьшения времени удержания за счет ухода частиц в конус потерь, приводит к уширению угловой функции распределения быстрых ионов, что неминуемо влечет за собой уменьшение пикировки продольного профиля потока нейтронов и тем самым снижает эффективность нейтронного генератора.
В предыдущих экспериментах на установке ГДЛ релаксация быстрых ионов была исследована экспериментально и численно с использованием компьютерных кодов, основанных на теории кулоновских столкновений. Детальные сравнения скорости торможения, энергетических и угловых распределений быстрых ионов, которые были измерены в эксперименте и получены численно, позволили заключить, что с точностью до ошибок измерений парные кулоновские столкновения определяют релаксацию горячих ионов. Не наблюдался также в экспериментах аномальный поперечный перенос быстрых ионов в режимах с высоким значением /3 [19].
Выводы, сделанные в [19] относительно кулоновской кинетики релакса-ции и рассеяния быстрых ионов з ГДЛ, имеют определяющее значение для развития проекта генератора нейтронов на основе газодинамической ловушки. В связи с этим было принято решение провести дополнительные эксперименты, независимо подтверждающие результаты исследований, описанных в [19].
Одним из таких экспериментов, является прямое моделирование нейтронного источника при сильно уменьшенном выходе термоядерной реакций. Такое моделирование можно осуществить путем замены пучков атомов водорода, инжектируемых в мишенную плазму, на дейтериевые пучки. При столкновениях быстрых дейтонов между собой, а также с дейтонами мишенной плазмы (если она дейтериевая) возможны термоядерные реакции, продуктами которых являются протоны с энергией 3.02 МэВ, тритоны с энергией 1.01 МэВ, нейтроны с энергией 2.45 МэВ и альфа-частицы Де3, обладающие энергией 0.82 МэВ. Эти компоненты рождаются приблизительно в равных пропорциях.
Абсолютная величина интенсивности термоядерной реакции очень чувствительна к плотности а энергетическому распределению быстрых ионов. Кроме того, продольное распределение потока продуктов DD реакции связано с функцией распределения быстрых ионов по углу и чувствительно к ширине их углового распределения.
Методы регистрации заряженных частиц и нейтронов с энергиями около 1 МэВ, используемые в ядерной физике и физике элементарных частиц, в принципе, позволяют «поштучно» регистрировать частицы и с достаточной точностью производить анализ их энергий.
Таким образом, метод дополнительной проверки результатов изучения удержания быстрых ионов может заключаться в сравнении измеренного продольного профиля потока продуктов DD реакции из плазмы ГДЛ с результатами расчетов. Такой подход к методике перекрестной проверки результатов изучения удержания быстрых ионов был принят в программе исследований на установке ГДЛ. Его реализация и являлась целью данной работы. Для достижения этой цели необходимо было решить следующие задачи: создать необходимую аппаратуру для измерения пространственного про- . филя потока продуктов термоядерной реакции на установке ГДЛ; произвести численное моделирование пространственных профилей выхода продуктов DD реакции при инжекции пучков атомарного дейтерия, основанное на теории кулоновских столкновений и учитывающее специфику эксперимента на ГДЛ; провести измерения пространственного профиля потока продуктов термоядерной реакции и экспериментально продемонстрировать пикировку продольного профиля; сравнить результаты измерений с результатами численного моделирования, сделать вывод о соответствии кинетики торможения и углового рассеяния быстрых дейтонов предсказаниям теории парных кулоновских столкновений.
Диссертационная работа имеет следующую структуру. В первой главе описаны особенности установки ГДЛ и временная последовательность работы ее систем. Глава заканчивается таблицей с параметрами установки ГДЛ для используемого в данной работе режима. Во второй главе описаны наиболее важные диагностики, которые включали в себя модернизированное томсоновское рассеяние, обеспечивающее измерение температуры электронов в различных радиальных положениях, и разработанные для этих экспериментов датчики потока продуктов DD реакции (3-02 МэВ протонов и 2.45 МэВ нейтронов). Приведены процедуры обработки сигналов обеих диагностик. В третьей главе приведены сечения термоядерных реакций и описаны математические модели, привлекаемые для объяснения полученных экспериментальных результатов. В четвертой главе приведены результаты измерения продольного и поперечного профилей потока продуктов DD реакции и проведено сравнение с результатами расчетов. Показано существенное влияние величины ларморовского радиуса на измеряемые профили и абсолютную величину выхода продуктов DD реакции. Результаты работы позволяют сделать вывод, что парные кулоновские столкновения определяют кинетику тормоясения и углового рассеяния быстрых дейтонов. В заключении кратко сформулированы основные результаты работы.
Система создания предварительной плазмы
Катушки пробочных узлов были сделаны комбинированными и включали в себя внешнюю и внутреннюю обмотки, которые соединялись с разными источниками питания. Внешние катушки пробочных узлов обычно соединялись друг с другом параллельно и получившаяся сборка подключалась последовательно к катушкам центральной части пробкотрона. Без включения внутренней катушки пробочного узла пробочное отношение составляло в этом случае 12.5, а при последовательном подключении - 25. Питание этой основной части магнитной системы осуществлялось конденсаторной батареей напряжением до 5 кВ. Для увеличения магнитного поля, что было важно при проведении представленных в данной работе экспериментов, суммарная емкость батареи была увеличена с 0.16 до 0.25 Ф. Импульс тока представлял собой полупериод колебаний LC-контура длительностью около 140 мс, а максимально достижимое поле на оси в экваториальной плоскости — 2.7 кГс.
Внутренние катушки пробок имели независимые источники питания и применялись для увеличения магнитного поля в пробках. Пробочное отношение в данных экспериментах составляло Rm — 40. Время нарастания тока в этих катушках 1.5 мс, что позволяет уменьшить пробочное отношение на стадии создания в ловушке мишенной плазмы. LC-контуры внутренних катушек пробочных узлов были дополнены диодными кроубарами, что позволило увеличить длительность импульсов тока. Соответствующее время экспоненциального затухания токов в них равно 25 мс.
С целью создания благоприятной для обеспечения МГД-устойчивой конфигурации магнитного поля в запробочных областях применялись специальные катушки, которые располагались на торцевых баках. Кроме того, внутри одного из баков устанавливались специальные катушки, которые служили для создания магнитной конфигурации антипробкотрона (каспа). Пробочная катушка каспа устанавливалась перед крайним торцевым баком. Катушки расширителей и каспа имеют независимое питание, что позволяло изменять среднюю кривизну магнитных силовых линий в запробочных областях и, таким образом, управлять МГД устойчивостью. Импульсы токов в катушках обратного поля и соленоиде пробки каспа представляли собой половины периода колебаний LC-контура и имели длительности 80 мс и 20 мс, соответственно. LC-контур основных катушек антипробкотрона дополнен диодным кроубаром. Передний фронт 20 мс, а экспоненциальное затухание 30 мс. Конструкция магнитной системы установки ГДЛ позволяла оперативно отключать и подключать все элементы магнитной системы каспа, что давало возможность легко переходить от режима МГД стабилизации расширителями к режиму МГД стабилизации при помощи антипробкотрона. Режим, используемый в данных экспериментах, был получен без применения антипробкотрона. Подробное описание магнитной системы ГДЛ можно найти в [24,5].
Ловушка заполнялась мишенной плазмой через магнитную пробку при помощи плазменной пушки, которая была расположена в одном из баков-расширителей.
Такой способ заполнения ловушки ранее использовался на многих открытых ловушках в ИЯФ СО РАН [25] и Ливерморской лаборатории США [26]. Плазма имела степень ионизации более 99,9% и малую долю примесей. Максимальная длительность работы пушки достигала 4.5 мс. Система питания дугового разряда позволяла производить быстрое (30 - 50 мкс) выключение плазменной пушки и изменять продолжительность ее работы. Плазменная пушка позволяла формировать в центральной части плазменный столб с радиальным профилем плотности близким к гауссовскому. Изменение режима и длительности работы плазменной пушки, а также конфигурации магнитного поля на стадии заполнения позволяло варьировать плотность и радиус плазмы в диапазонах п0 = (1 — 20) 1013 см 3 и г о = 6 — 15 см, в зависимости от режима работы генератора плазмы. Температура мишенной плазмы без дополнительного нагрева составляла 3-10 эВ.
Система инжекции атомарных пучков, вводимых под углом 45 к оси установки, включала в себя б источников с высокой яркостью, конструкция которых аналогична описанной в [20]. Первоначальная длительность составляла 250 мкс, впоследствии она была увеличена до 1.1 мс. Угловое распределение инжектируемых пучков было близко к гауссовскому. Разброс захваченных ионов по питч-углам с учетом неоднородности магнитного поля в месте инжекции составляет ftj 2.5 в направлении вдоль оси установки и « 1.0 в направлении перпендикулярном оси. Энергии пучков находятся в диапазоне 16-18 кэВ. Суммарная мощность инжектируемых нейтральных пучков была доведена до значения 4.2 МВт при инжекции водорода. Перевод системы инжекции на дейтерий осуществляется заменой газа и соответствующей оптимизацией электрического питания. Получена суммарная мощность пучков атомарного дейтерия около 3.8 МВт.
Рабочий выстрел начинался с включения основного магнитного поля. Через 70 миллисекунд магнитное поле достигало максимального значения. Система питания катушек стабилизаторов включалась так, что магнитные поля, создаваемые ими, достигали максимума одновременно с максимумом основного магнитного поля. Временная последовательность работы различных систем ГДЛ в описываемых экспериментах приведена на рисунке 1.2.
За 3 - 5 мс до достижения максимума напряженности магнитного поля производился запуск источника плазмы. Основное измерительное оборудование запускалось на 500 мкс ранее включения плазменной пушки и именно этот момент принимался за начало отсчета времени при синхронизации всех систем установки. Катушка пробочного узла, через который ловушка заполнялась плазмой, включался за 1 - 1,5 мс до выключения плазменной пушки, что позволяло получить более плотную мишенную плазму. Атомарная инжекция начиналась через 2.9 миллисекунды после начала работы плазменной пушки. Длительность работы плазменной пушки в данных экспериментах составляла 2.8 мс, системы атомарной инжекции - 1.1 мс. Пробочное отношение во время атомарной инжекции составляло ії = 40, что близко к максимальному для случая подключения внешних пробочных катушек параллельно друг другу. Помимо подготовки начального вакуума и тренировки нагревных инжекторов, выбор режима работы установки предусматривал оптимизацию параметров начальной мишенной плазмы путем изменения газонапуска в плазменную пушку и изменения времени включения внутренней пробочной катушки. Для контроля режима регистрировались инжектируемая и захваченная мощность атомарных пучков, полное энергосодержание по диамагнитному сигналу и температура мишенной плазмы. Кроме того, подбиралось напряжение на лимитерах для уменьшения влияния возникающего в мишенной плазме радиального электрического поля.
Регистрация электрических сигналов и обработка данных
Система измерения температуры электронов методом томсоновского рассеяния использовала лазерное излучение с длиной волны 694.3 нм. Плазма зондировалась импульсом излучения длительностью 30 нс и энергией до 10 Дж. Лазерная система состояла из генератора и двух усилителей. В генераторе были использованы активный элемент из рубина диаметром 8 мм (облучается двумя лампами ИФП-2000), модулятор МДЭ-2 и плоскопараллельная стеклянная пластина без напыления в качестве выходного зеркала. В предварительном усилителе использовался активный элемент из рубина диаметром 15 мм (две лампы ИФП-5000). В оконечном усилителе использовался рубиновый стержень повышенной однородности без лейкосапфировых наконечников диаметром 20 мм (четыре лампы ИФП-5000 или ИФП-8000). Во всех каскадах использовались эллиптические отражатели с серебряным полированным покрытием.
Между усилителями был установлен пространственный фильтр. Положение усилителей и линз фильтра подбиралось таким, чтобы изображение выходного торца предварительного усилителя строилось на входном торце оконечного усилителя, а размер лазерного пучка на входе в установку ( 3 м от лазера) имел оптимальный размер 55 мм. Применение достаточно длиннофокусных линз позволило размещать диафрагму пространственного фильтра вне вакуумированного объема. Перед оконечным усилителем располагались две прямоугольные призмы, которые обеспечивали правильную ориентацию лазерного пучка по отношению к установке.
После каждого лазерного каскада устанавливалось устройство из плоскопараллельной стеклянной пластинки, нейтральных светофильтров и вакуумного фотоэлемента для измерения мощности лазерного луча на каждой стадии.
Через диэлектрическое зеркало лазерный пучок попадал на фокусирующую линзу f=100 см и далее вводился в вакуумную камеру через окно установленное под углом Брюстера и трубу с установленными в ней апертурными диафрагмами. Излучение пересекало камеру по диаметру и фокусировалось в пятно с размером менее 1 мм. Положение точки фокусировки в плазме, в которой осуществлялось зондирование, могло изменяться по радиусу от О до 12 см перемещением линзы вдоль луча с помощью электродвигателя. Прошедший луч поглощался специальной ловушкой в виде длинной трубы с расположенными в ней апертурными диафрагмами и обратным конусом на дне. Детали ввода и ловушки были сделаны из стали 12Х18Н10Т и почернены отжигом в водороде.
Рассеянное излучение собиралось трехлинзовым объективом, который проектировал изображение каустики на входную щель полихроматора параллельно ей с уменьшением в 1.7 раза. Для уменьшения влияния паразитного излучения на входную линзу объектива устанавливалась бленда, а на противоположной от объектива стенке был размещен дополнительный набор поглощающих ловушек. Полихроматор был сделан на базе стандартного монохроматора МДР-2. На его выходе устанавливался десятиканальный блок световодов с шириной одного канала 1 мм и высотой 16 мм. Объектив и полихроматор были смонтированы на общей раме, что позволяло поворачивать их одновременно вокруг оси, расположенной в плоскости окна, с помощью электродвигателя для измерений при разных значениях радиуса зондирования. Далее свет с каждого спектрального канала (для реплики 600 штр/мм это 4 нм) по гибкому световоду подавался на соответствующий этому каналу фотоумножитель ФЭУ-84. Все ФЭУ были объединены в блок, защищаемый от магнитных полей и электромагнитных наводок многослойным экраном.
Юстировка элементов лазерной системы и всей оптической схемы томсонов-ского рассеяния осуществлялась по излучению HeNe лазера, которое вводилось возле выхода генератора отражением от плоскости стеклянной пластины. Начальная настройка положения луча проводилась совмещением его с лучом дополнительного HeNe лазера, временно устанавливаемого навстречу генератору для юстировки его резонатора. Положение луча внутри камеры контролировалось без ее разгерметизации, для чего поглощающий конус убирался в сторону поворотом рукоятки и открывалось дополнительное окно. Выдвижение дополнительного металлического флажка в точку зондирования позволяло точно совместить изображение луча лазера с входной щелью полихроматора. Для определения соответствия положения полихро-матора различным по радиусу точкам зондирования один расширительный бак временно отодвигался и на пробочный узел устанавливалась строго по оси камеры диоптрийная трубка со шкалой. Сфокусированное пятно HeNe лазера на вдвинутом флажке наблюдалось одновременно на центре входной щели полихроматора и шкале диоптрийной трубки.
Перед проведением измерений для калибровки относительной чувствительности спектральных каналов часть излучения генератора по световоду вводилась внутрь полихроматора и равномерно освещала световодную сборку. Соответствующие коэффициенты вычислялись по серии из 10 выстрелов и заносились в калибровочную директорию архивного файла. Дополнительный световод с оптической задержкой 450 не вводился в полихроматор также как калибровочный. Дополнительный импульс использовался для контроля регистрирующей аппаратуры в каждом выстреле, а при работе с более плотной плазмой, когда число фотоэлектронов во всех каналах становилось достаточно велико, непосредственно для калибровки.
Изменение чувствительности ФЭУ с длиной волны учитывалось спектральными коэффициентами. Для их определения перед входной щелью по-лихроматора устанавливалась вольфрамовая лампа СИРШ 6-40 с ленточным нагревательным элементом, температура которого определялась с помощью пирометра ОППИР-017. Ток лампы был стабилизирован, яркостпая температура в данном случае составляла Т — 1250"С, что соответствовало истинной температуре Т0 = 1622К. Данные сканирования излучения лампы в интересующей нас области для каждого канала и расчет интенсивности излучения от длины волны позволили получить необходимые спектральные коэффициенты.
Стационарная модель распределения нейтронного потока для однородной плазмы
Для создания датчиков было решено использовать органический сцинтил-лятор на основе метилметакрилата, обладающего высокой эффективностью, малым временем световой вспышки, широкими возможностями обеспечения нужной геометрической формы. Пробег 2.45 МэВ нейтронов, которые регистрировались по протонам отдачи, около 5.5 см, пробег 3.02 МэВ протонов не превышал 100 мкм. Для улучшения пространственного разрешения измерения продольного профиля продуктов DD реакции был выбран вариант расположения датчика в вакууме внутри камеры ГДЛ. Кроме того, при этом уменьшалось влияние эффектов, связанных с прохождением нейтронов через массивные элементы конструкции установки. Магнитное поле ловушки не оказывало существенного влияния на треки протонов, поскольку лармо-ровский радиус 3 МэВ протонов превышал радиус камеры. Для регистрации сцинтилляционных вспышек наилучшим образом подходил фотоумножитель ввиду большого коэффициента усиления и хорошего временного разрешения. Уверенная регистрация отдельных вспышек позволяла использовать режим счета отдельных частиц. Такой принцип позволял регистрировать предельно малые потоки частиц, анализировать амплитудный спектр получаемых сигналов и делал ненужной калибровку датчиков. Малая длительность вспышек при достаточно большой длительности существования быстрых частиц (в нашем случае 1 мс) делала возможным получать временную зависимость потока частиц с приемлемым (50 мкс) разрешением при достаточном количестве импульсов.
На рис. 2.5 изображена схема детектора в установленном на вакуумную камеру ГДЛ положении. В качестве сцинтиллятора (1) использовалась пластина из пластмассы СПМ-5 с размерами 37x100x5.5 мм. Протоны и нейтроны из плазмы при попадании в сцинтиллятор производили вспышки. Свет регистрировался ФЭУ (3), сигнал после усиления подавался на АЦП, из которого затем заносился в архив. Приемное окно было закрыто двойным слоем тонкой (10 мкм) алюминиевой фольги (5), который пропускал протоны (для 3 МэВ пробег протона в алюминии 80 мкм), но задерживал ядра Т (при энергии 1 МэВ пробег 10 мкм) и ядра НеЗ (энергия 0.82 МэВ и пробег 3 мкм) [33], а также защищал сцинтиллятор от излучения плазмы оптического диапазона. Использование управляемой снаружи камеры заслонки (4), изготовленной из нержавеющей стали, позволяло сепарировать потоки протонов и нейтронов. Для этого проводилась серия выстрелов при закрытой заслонке, которая отсекала поток протонов, но не препятствовала нейтронам, и отдельно проводилась серия выстрелов при открытой заслонке.
Применение ФЭУ "Hamamatsu Н2611 "позволило проводить измерения непосредственно в сильном, до 6 кГс, магнитном поле ловушки. Так как ди-нодная система этого ФЭУ имела сеточную конструкцию ("fine mesh"), его работоспособность сохранялась при расположении под углом до 30" к силовым линиям при величинах магнитного поля до 20 кГс. Измеренное при помощи встроенного в датчик светодиода (7) падение чувствительности ФЭУ в магнитном поле составляло не более 50%. Датчик был смонтирован на фланце стандартного вакуумного окна установки ГДЛ.
Для улучшения пространственного разрешения регистрации продольного распределения потока 3.02 МэВ протонов на датчики устанавливались пластинчатые коллиматоры из нержавеющей стали. Пластины высотой 4 см располагались перпендикулярно оси установки на расстоянии между ними 1 см. Боковые стенки коллиматора были достаточно удалены и поток 3.02 МэВ протонов наблюдался со всей ширины плазменного столба. Ввиду достаточно высокой энергии регистрируемых протонов их отражение от коллимми-рующих поверхностей было несущественно [34].
Конструкция узла крепления датчика для поперечного сканирования приведена на рис. 2.6. Благодаря наличию сильфона было возможно угловое перемещение датчика в направлении перпендикулярном оси установки. Требования к коллимации 3.02 МэВ протонов при этом существенно выросли, поэтому коллиматор для таких измерений представлял собой набор пластин высотой 4 см установленных вдоль оси установки через 0.2 см. Следует отметить, что продольная коллимация при этом практически отсутствует и такие измерения проводились лишь вблизи пика профиля выхода продуктов DD реакции, когда ширина пика фактически определяет длину участка измерения. Возможность одновременной коллимации по двум направлениям была весьма ограничена, поскольку поток 3.02 МэВ протонов на сцинтил-лятор существенно уменьшался при сохранении потока 2.45 МэВ нейтронов. Начальное направление датчика с коллиматором смещалось от центра с учетом искривления траектории 3.02 МэВ протона в магнитном поле.
Для защиты от электромагнитных наводок ФЭУ был помещен в проводящий корпус вместе с предварительным усилителем, а кабель, передающий сигнал на считывающую аппаратуру, проходил внутри медного экрана. Мощность предварительного усилителя была выбрана для длительной стабильной работы в вакуумных условиях. Пластмассовые детали усилителя практически не оказывали влияния на вакуумные условия в камере.
Продольный профиль потока 3.02 МэВ протонов: сравнение результатов измерений и численного моделирования
Точное стационарное решение приведенного кинетического уравнения должно удовлетворять граничным условиям, соответствующим обращению в ноль функции распределения быстрых ионов на границе конуса потерь. При достаточно больших начальных энергиях быстрых частиц, малых потерях на перезарядку и когда тре TF$ существует простое аналитическое решение [36], которое удобно представить в виде: где &.Q - полуширина распределения быстрых ионов по питч-углу, есть: Решение учитывает торможение быстрых дейтонов на электронах и рассеяние на ионах мишенной плазмы. Функция распределения быстрых ионов вне однородного участка определяется по текущему пробочному отношению R = В/Втпіп, при этом VR — v , З1п вц = Rsin2e. Следует, тем не менее, обратить внимание на то, что даже небольшие перезарядные потери приводят к значительному уменьшению количества быстрых ионов с малыми энергиями, однако во многих случаях это оказывается несущественным, поскольку сечения термоядерных реакций резко уменьшаются именно в этой области. Непосредственное вычисление выхода продуктов термоядерных реакций предполагает вычисление для каждой точки пространства интеграла: (3.8) , где Vd = \v[— щ\,\ = yjEijIMi индексы i=l,2 означают сорт частиц. Для DD реакции, в которой участвуют одинаковые частицы, результат необходимо поделить на 2.
Расчеты обычно выполнялись в предположении о азимутальной симметрии параметров мишенной плазмы и распределения быстрых ионов. Это справедливо, если время азимутального дрейфа мало по сравнению с временами других процессов и инжекторы установлены по азимуту достаточно часто. Важной особенностью получаемых решений, является независимость относительного продольного профиля выхода термоядерной реакции от радиальных профилей плотности мишенной плазмы и быстрых ионов..
В уравнении 3.6 отсутствует зависимость от азимутального угла tp в пространстве скоростей, что справедливо, когда размеры плазмы существенно превышают ларморовские радиусы быстрых ионов. В противном случае это не так. В данной работе необходимая азимутальная зависимость рассчитывалась по задаваемому аксиально-симметричному профилю ларморовских центров быстрых ионов с заданной энергией и питч углом [37].
Код Мойте - Карло Fast Ion Transport (MCFIT), разработанный в исследовательском центре "Россендорф"(ФРГ) К.Ноаком с коллегами, ранее уже использовался для моделирования поведения быстрых ионов при инжекции атомов водорода в ГДЛ и достаточно подробно описан в [38]. Для моделирования при инжекции дейтерия и трития в код были введены необходимые изменения. Модернизированный код MCFIT позволяет проводить трехмерное моделирование поведения быстрых ионов с учетом процессов кулоновских столкновений, перезарядки и протекания термоядерных реакций при учете энергетических и временных зависимостей для указанных явлений. Код MCFIT учитывает максимально подробную информацию о конфигурации магнитного поля на ГДЛ, параметрах мишенной плазмы и инжектируемых пучках
Для расчета была использована схема типа «Монте - Карло». Получение результата производилось суммированием в необходимую величину вкладов различных ионов, истории которых генерировались статистически независимо. Имея N моделируемых историй частиц, финальный результат для каждого из искомых параметров вычислялся как среднее из величин, полученных в каждой из историй, а статистическая ошибка результата вычислялась из среднеквадратичных отклонений индивидуальных значений параметров от их средней величины. Такой метод расчета требует значительных вычислительных ресурсов вследствие слишком слабого убывания (как N l№) статистической ошибки с ростом N. Код включает в себя следующие основные компоненты: генерация нейтральных атомов на поверхности ионно-оптических систем атомарных инжекторов и моделирование их пролета к плазме; ионизация атомов нейтральных пучков в плазме путем перезарядки, ионизации электронным ударом и обдирки при взаимодействии с ионами; движение ионов в заданном магнитном поле; торможение и угловое рассеяние ионов при их взаимодействии с мишенной плазмой; перезарядка и образование быстрых нейтральных атомов при их взаимодействии с нейтральным газом; столкновение ионов и прохождение термоядерной реакции. Вместе с магнитным полем и мишенной плазмой код MCFIT использует в качестве входных данных временные эволюции пространственных распределений плотности нейтрального газа в объеме, занятом быстрыми ионами. Временные эволюции пространственного распределения плотности нейтральной компоненты в процессе экспериментального выстрела рассчитывались при помощи кодов TUBE и NEUSI [38]. Код MCFIT позволяет вычислить большой диапазон физических параметров в одном расчете. Результат расчетов представляет собой дискретные распределения искомых величин в узлах сетки фазового пространства, которые определяет пользователь, в заданных интервалах времени. Основными вычисляемыми параметрами являются: распределение выхода термоядерной реакции в пространстве и во времени, энергосодержание быстрых ионов, захваченная мощность атомарных пучков, мощность перезарядных потерь, мощность нагрева мишенной плазмы, функции распределения быстрых ионов по энергиям и питч-углам в трубках магнитного потока, определенных радиальными интервалами в центральной плоскости ГДЛ.
