Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Обзор работ по изучению захвата и fe-эшссии ионов изотопов водорода и измерению ж подвижности в материалах ТЯГ и ТЯР 9
1.1. Основные понятия 9
1.2. Методы исследования процессов захвата и ре-эмиссии легких ионов в материалах ТЯР
1.3. Обработка данных термодесорбционных экспериментов 14
1.4. Экспериментальные данные по захвату и ре-эмиссии ионов изотопов водорода в материалы ТЯУ. и ТЯР 17
1.5. Модели захвата компонент водородной плазмы и моноэнергетичных ионов материалами 29
1.6. Подвитшость водорода в материалах первой стенки. ТЯУ и проницаемость поверхности 36
Глава II. Установка аппаратура и методика исследования процессов захвата ионов изотопов водорода материалами тяу 45
2.1. Установка 45
2.2. Аппаратура 48
2.3. Методика исследования процессов захвата водорода, ионно-имплантированного в материалы ТЯУ52
Захват и ре-эмиссия дейтерия, ионно-имплантированного в материалы тяу и тяр: положительной растворения водорода 58
3.1. Поглощение ионов дейтерия молибденом 59
3.I.I. Экспериментальные результаты 5$
3.1.2. Определение энергий активации и коэффициентов диффузии 62
3.1.3. Природа пиков в термодесорбционных спектрах 65
3.1.4. Накопление дейтерия в условиях, близких к насыщению 68
3.2. Захват ионов дейтерия в алюминий 72
3.2.1. Экспериментальные результаты 72
3.2.2. Обсуждение экспериментальных данных 74
. Захват и ре-эмиссия ионов дейтерия при внедрении в материалы ш и тяр: водородоактивные металлы 84
4.1. Экспериментальные результаты 85
4.2. Сравнение с известными данными по ре-эмиссии при внедрении дейтронов в ниобий 87
4.3. Природа пиков в термодесорбционных спектрах дейтерия из ниобия 91
4.4. Химические формы дейтерия, покидающего водородо-активные металлы 96
Захват и ре-эмссия дейтронов, имплантированных в материалы тяу и тяр: материалы с низким атомным номером 102
5.1. Параметры захвата дейтронов в углеситалл .102
5.1.1. Экспериментальные результаты и их обсуждение 103
5.1.2. Процессы освобождения дейтерия и захватывающие центры дейтронов в углеситалле
5.2. Поглощение ионов дейтерия нитридом бора и кварцевым стеклом ИЗ
выводы 116
Использование результатов исследования при проектировании ТЯУ и ТЯР н8
Заключение 129
Список литературы
- Методы исследования процессов захвата и ре-эмиссии легких ионов в материалах ТЯР
- Аппаратура
- Определение энергий активации и коэффициентов диффузии
- Сравнение с известными данными по ре-эмиссии при внедрении дейтронов в ниобий
Введение к работе
Создание управляемого термоядерного реактора (ТЯР) является одной из важнейших задач современной науки и техники. При реализации этой программы наряду с достижением необходимых параметров плазмы (плотность, температура, время удержания) необходимо решить ряд задач, связанных с взаимодействием плазмы с материалами. Это относится к таким узлам реактора и термоядерных установок (ТЯУ) как первая стенка, лимитеры, диверторы. Среди всех процессов взаимодействия плазма-поверхность следует особенно выделить захват ионов и нейтральных атомов изотопов водорода. Этот процесс оказывает непосредственное влияние на свойства плазмы, стойкость материалов, экономичность и радиационную безопасность реактора. Так поглощение и обратное газовыделение дейтерия и трития определяет количество топлива, необходимое для подачи в активную зону ТЯР для поддержания реакции синтеза, величину "захоронения" и утечки трития через стенку реактора. Знание количественных характеристик этих процессов необходимо для оценки охлаждения плазмы за счет ее взаимодействия с тепловым потоком молекул водорода, десорбируемым материалами. Перезарядка "горячих" ионов плазмы на нейтральных частицах, покидающих стенку в результате газовыделения, приводит к появлению высокоэнергетичных нейтральных атомов, бомбардировка стенки которыми в значительной степени определяет ее эрозию.
Результаты исследования процессов захвата при внедрении ионов водорода в материалы могут быть использованы и в других областях науки и техники. Например, понимание процессов, происходящих при ионной тшлантации водорода в твердое тело, необходимо для решения ряда задач физики и техники высокого вакуума, в частности, при реализации мембранной откачки "неравновестного"
водорода / 4 /.
Процесс захвата ионов изотопов водорода материалами имеет целый ряд специфических особенностей и принципиальных отличий от традиционно исследуемых процессов взаимодействия молекулярного водорода, находящегося в тепловом равновесии с твердым телом. Известные в настоящее время данные по поглощению ионов изотопов водорода и обратному газовыделению часто противоречивы, а для ряда материалов, перспективных для использования в ТЯУ и ТЯР полностью отсутствуют. Не случайно на совместном заседании информационных центров США и Японии в 1981 году было отмечено, что данные по захвату и ре-эмиссии находятся в неудовлетворительном состоянии / 144 /. Вместе с тем существует острая необходимость не только физического понимания, но и количественного описания этих процессов для практических целей термоядерного ре актор ос троения.
Цель работы:
Определение количественных характеристик захвата и ре-эмиссии ионно-имплантированного дейтерия, необходимых для анализа массообмена водородной плазмы с материалами первой стенки ТЯУ" и ТЯР (алюминия, молибден, ниобий, палладий, углеситалл, нитрид бора и кварцевое стекло).
Выяснение основных физических закономерностей процессов захвата и газовыделения при внедрении в материалы ионов водорода с энергиями, соответствующими условиям работы ТЯР.
Определение оптимального температурного режима эксплуатации конструкционных материалов термоядерного реактора на основе анализа данных по захвату и газовыделению внедренного дейтерия.
Выработка рекомендаций по выбору материалов и режима работы первой стенки ТЯУ "Амбиполярная адиабатическая ловушка".и
приемной пластины инжектора установки ОГРА-4, исходя из требований предельно низкой ре-эмиссии водорода при падении компонент плазмы и инжектируемого пучка на указанные узлы.
В работе выполнено изучение захвата ионов дейтерия конструкционными материалами первой стенки, лимитеров, диверторов действующих ТЯУ" и будущих реакторов. Диапазон энергий дейтронов ( Set = 3-Ю кэВ) выбираля в соответствии с возможными условиями работы ТЯУ и ТЯР. Исследовались основные гоизические процессы, определяющие захват ионов дейтерия и обратное газовыделение: взаимодействие внедренных частиц с наведенными .облучением дефектами, рекомбинация атомов на поверхности металла, газовое распыление. Рассмотрено влияние диффузионного переноса дейтерия в материалах на захват и ре-эмиссию ионов. Измерены количественные харктеристики этих процессов для конкретных материалов ТЯУ и ТЯР. Показана необходимость учета ряда факторов, не принимавшихся ранее во внимание при определении параметров захвата, а именно: величины плотности потока бомбардирующих ионов, наличие существенного газовыделения молекул Н<>при облучении дейтронами материалов, растворяющих водород экзотермически. Предложен метод определения эффективных коэффициентов диффузии имплантированного дейтерия в приповерхностной области материалов. Сделаны практические вывода по использованию результатов исследования в действующих ТЯУ" и будущих ТЯР.
Автор выносит на защиту:
Результаты экспериментального определения количественных характеристик захвата и ре-эмиссии дейтерия, ионно-имплантиро-ванного в материалы первой стенки ТЯУ" и ТЯР (алюминий, молибден, ниобий, палладий, углеситалл, нитрид бора и кварцевое стекло).
Основные установленные закономерности процессов захвата и газовыделения "енергетичного" водорода, характерные для
взаимодействия плазма-поверхность в ТЯУ и ТЯР.
Выработанные на основе результатов данного исследовнния рекомендации по температури отлу режиму эксплуатации исследованных материалов в ТЯУ и ТЯР.
Обоснование выбора ниобия в качестве материала первой стенки ТЯУ "Амбиполярная адиабатическая ловушка" и приемной пластины инжектора установки "ОГРА-4", исходя из требования предельно низкой ре-эмиссии водорода при падении компонент плазілн
и инжектируемого пучка на указанные узлы.
Методы исследования процессов захвата и ре-эмиссии легких ионов в материалах ТЯР
Существенным моментом данного метода является определение абсолютных значений коэффициента захвата. В работе / 16 / расчет производится по паспортной чувствительности используемого датчика и известной скорости откачки. Однако ошибка, в данном случае, может быть очень большой из-за недостаточно точного значения указанных величин. Авторы работы / 15 / предложили определять коэф-фициент захвата, как -. "_ , где Aj и Ад - площади под соответствующими участками кривой на рис.1.2. При этом предполагается, что в процессе прогрева выделяется весь внедренный Б образец газ. Исходя из указанного допущения в / 17 / для расчета параметров захвата используются только ТДС. Действительно, Aj+Ад А/с (доза облучения), следовательно количество захваченных частиц A/ozfa-A/t Ад. Однако, для определения абсолютных значений, в данном случае, необходимо осуществлять привязку к известным результатам» В работе / 18 / также предложено осуществлять калибровку на основе известных данных, не делая при этом дополнительных допущений. Например, согласно / 19 /, на никеле при температуре 500 К и энергии падающих дейтронов до 10 кэВ 10% ре-эмиссия достигается при дозах 1.10 деит он/см . Поэтому использование дополнительной мишени из никеля позволяет определить величину Рмакс. (рис.1.2) при данном потоке ионов на образец. Зная значение Р макс, нетрудно кривую в области I (рис.1.2) привести к виду зависимости коэффициента ре-эмиссии (внедрения, захвата) от дозы облучения.
Метод взвешивания. Этот метод, описанный, в частности, в работах / 16,20 /, обычно, используется при больших дозах облу TQ on 2 чения 10-10 частиц/сіуг. Он основан на измерении веса образца до и после облучения. При этом необходимо учитывать распыленную падающим пучком долю образца. Обычно это достигается взвешиванием коллектора, собирающего распыленные частицы / 16 /. Б / 20 / определение распыленной части образца проводилось измерением толщин напыленного на коллектор слоя с помощью резер-фордовского рассеяния высокоэнергетических ( 1 МэВ) ионов гелия. Отметим, что полученные результаты могут искажаться адсорбцией различных газов на поверхность образца (особенно при его попадании в атмосферу для проведения взвешивания).
Методы определения профиля концентрации внедренных частиц. Зная распределение поглощенных частиц по глубине образца, можно оценить коэффициент захвата при данной дозе облучения. Профили для различных температур имплантации или отжига после внедрения характеризуют также подвижность захваченного газа.
Часто используется метод резонансных ядерных реакций. Здесь в качестве анализирующего пучка для определения профилей внедренного дейтерия, обычно, используются ионы JH ? (750 кэВ в / 22 /), для определения распределения водорода ионы F4 (16 МэВ в / 23 /), или ионы "В+ (1,8 МэВ в / 24 /). При этом производится анализ энергетического распределения вылетающих из образца d частиц, образованных в результате реакций Т.к. энер гия отдельной dL частицы связана с глубиной, на которой она образована, то возможно восстановление профиля внедренных частиц. К недостаткам данного метода следует отнести малую глубину зондирования нескольких мкм.
Иногда, для определения профилей концентрации внедренного газа используется травление поверхности материала тяжелыми ионами малых энергий (например, 9 кэВ А г / 25,26 /, 3 кэВ Cs /27 /). Распыленная доля захваченного газа регистрируется непосредственно измерителем парциальных давлений / 25,26 / или с помощью вторичной ионной масс-спектрометрии / 27 /. Данным методом, по сравнению с предыдущим, можно зондировать вещество на большие глубины. Следует отметить, что анализ профилей указанными выше методами необходимо производить при низких температурах, чтобы исключить перераспределение захваченных частиц под влиянием анализирующего пучка.
Травление образца можно осуществлять также химическим путем. При этом определение концентрации внедренных частиц возможно по измерению их радиоактивности (например, трития в f\ /28 /).
Совмещение метода ядерных реакций с каналированием в монокристалле дает возможность определить местоположение внедренного атома в решетке (наприглер, дейтерия в алюминии / 29 /). При этом анализирующий пучок 700 кэВ 3Не направляется вдоль различных осей монокристалла. Угловые распределения рассеянных частиц №( Не, Не) Ми получаемых в результате реакции оО ( Не 7 р ) Не однозначно определяют местоположение внедренного атома дейтерия.
Аппаратура
Стабилизация и регулировка ускоряющего напряжения осуществляется с помощью созданной совместно с Коборовым Н.Н. схемы (рис.2.4). Сигнал разбаланса между выходным напряжениеміс делителя R», ft2 и опорным Von усиливается усилителем Mt и подается на сетку управляющего элемента At . Эта лампа выполняет также функцию развязки между высоковольтной и низковольтной цепями схемы (предельное напряжение на аноде /1» 30 кВ). Изменение анодного тока Лі приводит к изменению сеточного напряжения регулирующего элемента Л г из-за падения напряжения на сопротивлении Rs . Величина ускоряющего напряжения регулируется с помощью изменения опорного, при этом в области стабилизации напряжение на аноде Лг превышает ускоряющее на 1-5 кВ.
В качестве А 2 используется высоковольтный металлокерамичес-кий триод ГИ-39Б, обладающий большой крутизной характеристики. Источником высоковольтного напряжения является выпрямитель BC-I0-20 (10 мА, 20 кВ) со сглаживающим фильтром fl /,Cv . Для ограничения тока нагрузки в катодной цепи Лг используется сопротивление Я б , Коррекция усилителя Mi осуществляется цепями Сі ; Сг ; Из, СІ .
Данная схема позволяет получить высокую стабильность ускоряющего напряжения (долговременную и по уровню пульсации) &— І0 "6 в интервале 0,3 - 20 кВ при токах нагрузки 0-10 мА.
Вакуумная система (рис.2.5). Условие получения безмасляного вакуума предопределило выбор средств откачки. Предварительное разряжение с атмосферного давления до І Па в установке обеспечивается форвакуумним механическшл насосом ВН-І МГ 17 (18,3 л/с). Дальнейшая откачка до 10 - 10 Па осуществляется совместно с турбо молекулярным насосом ТМН-200 (200 л/с) 14, после чего включаются магниторазрядные насосы НВД0-025-І (250 л/с) 9,23,26,31,34. В процессе работы всей системы турбина насоса Tffi-200 служит механической ловушкой для паров масла из форвакуумной линии. Все вакуумные узлы установки изготовлены из нержавеющей стали I2XI8HI0T, для разъемных соединений применены канавочно-клиновые уплотнения с медными прокладками. Электрические вводы выполнены на основе металлокерамики и спаев стекла с коваром. Вакуумная система допускает прогрев стенок камер с помощью нагреваемых элементов (такого .же типа как в насосах НВД0-025-І) до температуры 300С. Чтобы уменьшить проникновение в вакуумные камеры масла из подшипников насоса ТМН-200 применяются следующие меры: масло TM-I было заменено на ПФМС-2А с давлением паров при комнатной температуре І0 Па, при выключении насоса он отсекается от установки клапаном 10 (ДУ-100). При этом в насос напускается осушенный воздух из мерного объема 12 до давления I03 Па, что способствует также более быстрой остановке трубины. Для исключения напуска атмосферного воздуха в камеру измерений при проведении профилактических работ с источником ионов (смена катода и т.п.) используется пролетный клапан 29 (ДУ-25). Для осуществления состыковки и юстировки отдельных частей установки применены сильфонные компенсаторы 7,19,28,36.
Для уменьшения потока рабочего газа из источника в камеру -измерений 30 применена система четырех ступенчатой дифференциальной откачки (для расчетов при ее конструировании использовались монография /103/), включающая шесть высоковакуумных насосов (I - ТШ-200 и 5 НВД0-025-І) и систему диафрагм 21,24,27 дишлетром соответственно 8,2; 7,0; 5,5 мм. Кроме того, в дуоплазмотроне применен анод с малым диаметром отверстия 0,4 мм, что приводит к увеличению эффективности использования рабочего газа и уменьшению выходного его потока из данного источника ионов. Данная система обеспечивает низкую величину парциального давления рабо-чего газа (дейтерия) в районе мишени 10 Па при ионном пучке в камере измерений 30 мкА.
Так как наличие диафрагм системы дифференциальной откачки ограничивает проводимость тракта турбомолекулярный насос 14 -камера измерений 30, то для создания предварительного разрежения в последней предусмотрена дополнительная линия байбасной откачки 37 (проводимость по воздуху 10 л/с), которая отсекается клапаном 35 после запуска магниторазрядных насосов 31,34.
Суммарное давление остачных газов в камере измерений в боль —S шинстве экспериментов составляет 1.10 Па и определяется, в основном, массами 18 и 28 а.е.м. Применение дифференциальной системы откачки приводит к некоторому уменьшению плотности потока ионов на мишень ограничивающими диафрагмами, величина которого, обычно, не превышает 50 так/сыт для ионов е энергией 15 кэВ.
Определение энергий активации и коэффициентов диффузии
Скорости протекания процессов освобождения внедренного в молибден дейтерия имеют ряд значений с коэффициентами диффузии в диапазоне, по крайней мере, десяти порядков величины. При этом значения энергий активации образуют дискретный ряд в диапазоне 4-5-125 кДж/моль. Представляет интерес сравнить эти данные с опубликованными. Значения коэффициентов и энергий активации диффузии изотопов водорода в молибдене, полученные в разных работах, существенно различаются (табл.2). В качестве наилучшего значения авторами обзора / 13 / принято Qd= 61,5 кДж/моль. Видно, что это значение близко к соответствующим величинам (60,7; 63,6 кДж/моль) для пиков 310,320 К. То есть в условиях ионного внедрения имеются механизмы, определяющие перенос изотопов водорода в "обычных" условиях.
Наиболее распространен механизм переноса в растворе внедрения. Поэтому полагаем, что в наших экспериментах группа пиков 310,320,360 К обусловлена диффузией в растворе внедрения. Следует отметить, что окончательный ответ на вопрос о том, какой пик обусловлен междоузельной диффузией, затруднен из-за большого различия экспериментальных значений энергий активации диффузии изотопов водорода в молибдене, которые находятся в диапазоне 38-95 кДж/моль, (табл.2).
Характерно, что измеряемые в обычных экспериментах значения (?с/находятся в середине диапазона энергий активации, определенных нами. Видимо, в "нормальных" условиях существует также ряд возможных механизмов миграции газа. Обычно же авторами измеряется некий эффективный коэффициент диффузии, который может меняться в различных условиях. Это и может служить одной из причин большого различия в значении Qd у разных авторов. Может быть несколько факторов, определяющих существование ряда механизмов миграции. Важную роль при этом могут играть дефекты решетки.
При электронно-микроскопических исследованиях изменения структуры образца по глубине установлено, что при облучении молибдена дейтронами (ММ 5.10 6 д/см , Ее? = 7,5 кэВ) в матрице появляются вторичные дефекты: дислокации и дислокационные петли, малоподвижные при температурах 300-650 К, а в ряде случаев и поры. Зона с сильнозавышенной, по сравнению с исходным образцом, плотностью дислокаций простирается до глубины 100 нм. Вторичные дефекты оказывают влияние на удержание и освобождение дейтерия, которое сводится либо к первоначальному захвату внедренных частиц на них, либо к воздействию на миграцию.
Если говорить о дислокациях, то обычно полагают, что они задерживают миграцию водорода / 97 /. Однако, можно предположить, что при большом числе дислокаций, выходящих на поверхность (что характерно для ионного облучения) возможно не замедление, а ускорение газовыделения дейтерия, находящегося вблизи ядра дислокации, где межатомные расстояния увеличены. Этим можно попытаться объяснить происхождение низкотемпературных пиков с Тмакс. 310 К.
Кроме вторичных дефектов необходимо отметить влияние первичных. Как упоминалось выше, эффективность захвата с ростом энергии растет (рис.3.8). При этом в ТДС наиболее интенсивно подрастают пики с Тмакс. і 390 К, отличающиеся высокими значениями энергии активации (существенно превышающие значения Qcf , измеряемые в "обычных" условиях). Естественно считать, что пики 430, 510 К, определяющие захват при низких дозах (рис.3.2) связаны с точечными дефектами, т.к. вторичные дефекты при этих дозах не наблюдаются. Величина, приводимая в работе / 13 / в качестве энергии активации для проницаемости водорода через молибден (92,1 кДж/моль.), близка к соответствующим значениям Q для пиков 430 и 510 К (85,0 кДж/моль и 99,6 кДж/моль соответственно). Если считать, что проницаемость через металл лимитируется диссоциацией молекулы на поверхности, то можно предположить что какой-то из указанных пиков обусловлен выделением дейтерия из комплекса ва-кансия-два дейтона, поскольку в этом случае для разложения комплекса необходим разрыв связи )-2) в нем. Согласно известным представлениям / 117,118 / энергия связи комплекса атомы гелия - вакансии увеличивается с ростом числа вакансий и уменьшением атомов гелия в комплексе. Можно предположить, что высокотемпературные пики 580,650 К, в нашем случае, соответствуют комплексам G большим отношением числа вакансий к числу дейтронов. Характерно, что эти пики заметны лишь при больших дозах облучения 1.10 д/см2, когда число вакансий велико
Сравнение с известными данными по ре-эмиссии при внедрении дейтронов в ниобий
Форма ТДС дейтерия, выходящего в виде из ниобия, при постоянной скорости нагрева образца в общем случае несимметрична (рис. 4.6) - возрастающая ветвь более полога, чем спадающая. Такая форма кривой характерна для десорбции первого порядка /30/ (для диффузионного механизма освобождения форма кривой является обратной /43 /). Однако, на самом деле, кривая газовыделения &г из ниобия представляет из себя не один пик, а суперпозицию двух. Действительно, из рис. 4 10 видно, что с увеличением температуры облучения исчезает низкотемпературная часть кривой газовыделения и она становится симметричной относительно своего максимума. Наглядно существование двух пиков видно на кривых газовыделения в виде молекул H«D . При Тв = 280 К кривая не симметрична, и похожа на кривую для 3)2 (рис.4.6), при увеличении температуры облучения до 875 К отчетливо видна двухпиковая структура газовыделения (рис.4.7), а при Тв = 1070 К (рис.4.7) газовыделение после облучения характеризуется одним симметричным пиком (как и для рис. 4.9). Высокотемпературный пик скорее всего не состоит из нескольких, т.к. с увеличением температуры облучения его величина уменьшается примерно равномерно без преимущественного исчезновения низкотемпературных участков (рис. 4.10). Кроме того, температура начала газовыделения может быть ниже температуры облучения, что невозможно при многопиковой структуре.
Таким образом, гермодесорбционные спектры захваченных дейтронов из ниобия характеризуются двумя пиками, причем, второй пик (высокотемпературный) является определяющим при всех условиях. Низкотемпературный пик отсутствует в спектре, если облучение происходит при Тв, близкой к температуре его максимума (рисЛ.7).Симметричная форма кривой газовыделения (как у второго пика) при термодесорбции с постоянной скоростью нагрева определяется процессом десорбции второго порядка / 30 /. Уменьшение температуры максимума при увеличении дозы (рис. 4.9) и уменьшении температуры облучения (рис. 4.10) (в обоих случаях увеличивается концентрация внедренных частиц) также свидетельствует о том, что процесс не определяется десорбцией первого порядка с постоянной энергией активации (при десорбции первого порядка температурное положение пика не зависит от концентрации имплантированных частиц /30/).
Обработку высокотемпературного пика, определяющего газовыделение , проведем по результатам рабозы В случае десорбцион-ного процесса второго порядка покидающий образец поток определяется в виде поверхностная концентрация внедренных частиц, )1 -частотный фактор, Q - энергия активации освобождения, приходящаяся на атом.
Согласно значение энергии активации связано с температурой максимума газовыделения Т макс, приблизительным соотношением полученные обработкой спектров газовыделения и Н2) (рисЛ.б), оказываются равными друг другу и составляют 105 кДж/моль. Таким образом, несмотря на то, что температурные положения пиков г и Н2 отличаются, их освобождение протекает по одному механизму с одинаковым значением энергии активации. Отметим, что значения A/s , использованные в расчетах, определялись по площади под основными пиками газовыделения .Для разложения термодесорбционнсй кривой второй пик предполагался симметричным и его восходящая ветвь строилась симметрично нисходящей относительно максимума (например, рис. 4-.7). Отметим, что реально освобождение захваченных частиц определяется их переносом внутри металла и выходом через поверхность. Однако определяющим является именно последний процесс. Действительно, при температуре, соответствующей максимуму пика в ТДС, диффундирующие дейтроны проходят че-рез толщину образца за времена & секунды ( С- 0,35 мм, Z = 1,5.10" " CMVC / 56 /), тогда как характерный фронт кривой газовыделения составляет десятки секунд.
