Содержание к диссертации
Введение
1 Установка ГДЛ и результаты ее модернизации 17
1.1 Краткое описание установки и типичного «сценария» эксперимента . 17
1.2 Магнитная система 20
1.3 Вакуумная система 21
1.4 Система атомарной инжекции 23
1.5 Система автоматизации управления и сбора данных 25
1.6 Диагностики 26
2 Продольное удержание частиц и энергии в газодинамической 29
2.1 Описание эксперимента и диагностик 32
2.2 Результаты эксперимента 38
2.3 Обсуждение результатов 45
3 Влияние свойств первой стенки на перенос нейтральных частиц 50
3.1 Вакуумная система (подробное описание) 51
Первая стенка 54
Электродуговые испарители титана 54
Подготовка первой стенки и создание вакуумных условий 57
Система контроля вакуумных условий и основные диагностики . 59
3.2 Код для моделирования динамики нейтрального газа 62
Краткое описание кода 62
Результаты расчетов при помощи кода TUBE 64
3.3 Сравнение результатов измерений и расчетов 66
4 Исследование релаксации и удержания быстрых ионов 74
4.1 Изучение кинетики торможения и углового рассеяния быстрых ионов 74
Описание эксперимента и типичных параметров плазмы 75
Диагностики 77
Расчеты параметров популяции быстрых ионов 82
Результаты исследований удержания быстрых ионов 84
4.2 Измерения пространственных распределений интенсивности термо ядерных реакций при инжекции дейтериевых пучков 100
Счетчик продуктов D-D реакции 101
Измерения и их результаты 108
5 Энергетический и материальный баланс двухкомпонентной плазмы 112
5.1 Изучение баланса энергии двухкомпонентной плазмы в режимах с высоким значением /3 114
Методика анализа энергобаланса и использованные диагностики . 114
Удержание двухкомпонентной плазмы 117
5.2 Эксперименты по поддержанию баланса частиц мишенной плазмы . 128
Опыты с газовой коробкой и периферийной инжекцией газа 131
Опыты с приосевым поддувом 138
6 МГД - устойчивость двухкомпонентной плазмы высокого давления 149
6.1 Предварительные замечания 149
6.2 Результаты изучения МГД-устойчивости 154
6.3 Анализ результатов 161
Заключение 164
Благодарности 168
Литература 169
- Краткое описание установки и типичного «сценария» эксперимента
- Система контроля вакуумных условий и основные диагностики
- Измерения пространственных распределений интенсивности термо ядерных реакций при инжекции дейтериевых пучков
- Опыты с газовой коробкой и периферийной инжекцией газа
Введение к работе
Концепция газодинамической ловушки (ГДЛ), впервые опубликованная в 1979 году [1], появилась благодаря попытке значительно упростить физику удержания плазмы в классическом пробкотроне Будкера-Поста [2,3].
Важнейшим достоинством газодинамической ловушки является простая и надежная физика продольного удержания плазмы, продольные потери частиц в ГДЛ практически не зависят от скорости их рассеяния внутри ловушки [4]. Чтобы получить нужное для реакторных приложений время удержания, достаточно увеличить пробочное отношение, насколько это позволительно, и увеличить длину ловушки до нужных размеров. 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 пробкотроне. Для усиления стабилизирующего действия в некоторых случаях целесообразно заменить расширитель на МГД-якорь другого типа, например на антипробкотрон (касп) [6]. Важно отметить, что газодинамическая ловушка обладает еще одним очень важным достоинством, характерным для пробкотронов. Согласно результатам теоретического анализа МГД устойчивость в ГДЛ сохраняется при высоких значениях плазменного /3 (/3 = 8"7Г • Р/В2 - отношение давления плазмы к давлению магнитного поля), вплоть до Р = 0.3 — 0.7 [5].
Главный недостаток ГДЛ, с точки зрения реакторных приложений, есть, как бывает часто, продолжение ее достоинств. При использовании технически достижимых на сегодняшний день способов создания магнитного поля в пробках минимальная длина термоядерного реактора на основе газодинамической ловушки превышает 1 км [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 вывести газодинамическую ловушку в лидирующее положение с точки зрения перспектив использования в качестве термоядерного реактора [7].
Чтобы обозначить физические основы проекта источника нейтронов на базе газодинамической ловушки, а также его отличительные особенности, рассмотрим бегло настоящий проект, следуя [11]. В этом поможет нам рисунок 0.1. Главной частыю установки является осесимметричный пробкотрон длиной 10 метров с пробочным отношением R г» 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, — образуется в результате мощной атомарной инжекции. Бесстолкно-вительный, адиабатический режим удержания характерен для данной компоненты. Популяция быстрых ионов, в свою очередь, складывается из двух составляющих: дейтонов и тритонов, которые, сталкиваясь, призваны производить термоядерные реакции. Энергия атомарной инжекции при этом предполагается 100-130 кэВ при мощности 20-60 МВт.
Плотность и температура мишенной плазмы, а также энергия атомарной инжекции находятся в таком соотношении, что характерное время торможения быстрых ионов оказывается много меньшим, чем характерное время рассеяния на угол порядка 1. Атомарная инжекция предполагается наклонной с углом около 30° по отношению к оси установки. При этом быстрые ионы, совершая продольные баунс-колебания между магнитными пробками, сохраняют малый угловой разброс, характерный для инжектированных атомарных пучков. В этих условиях вблизи областей отражения частиц — магнитных пробок, продольный профиль плотности быстрых ионов, а следовательно, и профиль плотности потока нейтронов за счет термоядерных реакций, оказываются пикированными, а сами величины плотности ионов и потока нейтронов во много раз превышают соответствующие параметры в центральной плоскости ловушки. Таким образом, наклонная инжекция нейтральных атомов позволяет разнести в пространстве область захвата пучков и зону испытаний нейтронного генератора (см. рисунок 0.2). Очень важно также, что наклонная инжекция позволяет минимизировать отрицательный вклад быстрых ионов в МГД устойчивость двухкомпонентной плазмы. Существуют даже предложения 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 [12,13]. С другой стороны, как это следует из уравнений сохранения энергии и магнитного момента быстрых ионов, наклонная инжекция эффективно уменьшает анизотропию их функции распределения в пространстве скоростей вблизи областей отражения, 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, и в-третьих, наличие теплых ионов с изотропным в пространстве скоростей распределением позволяет стабилизировать микронеустойчивости, вызванные неравновесностыо распределения быстрых ионов [14].
Осесимметричная конфигурация магнитного поля, наклонная инжекция атомарных пучков и использование столкиовительнои мишенной плазмы, удерживаемой в газодинамическом режиме, для обеспечения захвата пучков, МГД-стабилизации и стабилизации микронеустойчивостей являются особенностями, отличающими проект источника нейтронов на основе ГДЛ от других подобных проектов на базе открытых систем для магнитного удержания плазмы [15,16,17]. Подробный обзор теоретических работ по тематике удержания плазмы в ГДЛ, а также обоснование одного из вариантов проекта источника нейтронов на основе газодинамической ловушки опубликованы в [18].
Для экспериментального обоснования проекта ИН была создана и успешно работает в течение ряда лет в Институте ядерной физики им. Г.И.Будкера СО РАН установка ГДЛ, на которой осуществляется моделирование физических процессов в генераторе 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.
Наиболее важные пункты программы исследований на установке ГДЛ перечислены ниже с некоторыми дополнительными комментариями.
• Исследование МГД устойчивости двухкомпонентной плазмы с высоким значением /3 в осесимметричной магнитной ловушке, стабилизированной внешним МГД — якорем. Актуальность данной задачи подчеркивается тем обстоятельством, что до настоящего времени не существует исчерпывающего теоретического анализа МГД - устойчивости такой плазмы с учетом относительно больших ларморовских радиусов и высоких скоростей азимутального дрейфа быстрых частиц.
• Изучение удержания частиц и энергии в мишенной плазме при нагреве мощной атомарной инжекцией в присутствии популяции быстрых ионов. Данная задача разбивается на два крупных подпункта. С одной стороны, ее решение подразумевает изучение продольного удержания, а с другой стороны — исследование поперечного переноса вещества и энергии. Хотя, как сказано выше, газодинамическую ловушку отличает простая и надежная физика продольного удержания частиц, с продольным удержанием энергии дело обстоит значительно сложнее, поскольку существует прямой контакт истекающей за пробки плазмы с поверхностью торцевых плазмоприемников. В этих условиях высокоэнергичные частицы плазменного потока способны вызвать эмиссию «холодных» электронов с поверхности плазмоприемников, которые, в свою очередь, замещая «горячие» электроны, покинувшие ловушку, могут вызвать мощное аномальное охлаждение. Для преодоления влияния этого эффекта предлагались специальные конструкции торцевых приемников плазмы, которые бы позволяли подавлять потоки вторичных электронов (см. например [19]). С другой стороны, теоретически было показано, что естественно расширяющееся за пробками ловушки магнитное поле способно при достаточно большой степени расширения полностью подавить аномальный электронный поток тепла [20]. Ввиду чрезвычайной важности вопроса о продольном удержании энергии, как для проекта генератора нейтронов, так и для физики магнитных ловушек, данное предсказание требовало прямой экспериментальной проверки. Большой интерес представляет также вопрос о поперечном транспорте частиц и энергии в мишенной плазме ГДЛ. С одной стороны, этот интерес продиктован проектом ИН, а с другой стороны, вопрос имеет принципиальное фундаментальное значение для физики магнитных ловушек. Важно отметить, что полностью аксиально симметричный пробкотрон установки ГДЛ является очень удобным объектом для изучения этой проблемы в «чистых», не замутненных физическими явлениями, связанными с несимметрией магнитного поля, условиях. Среди проблем, связанных с удержанием частиц и энергии в ГДЛ, очень важным представляется изучение возможности поддержания стационарной плотности мишенной плазмы. Эта задача диктуется требованием непрерывного режима работы генератора нейтронов. Она включает в себя экспериментальный анализ различных возможностей стационарной инжекции плазмы или нейтрального вещества.
• Исследование удержания быстрых ионов. 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 так далее. Следует подчеркнуть, что проект ИН допускает только кулоновский механизм рассеяния быстрых ионов. Наличие небольших 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 распределения потока нейтронов и тем самым снижает эффективность нейтронного генератора. В связи с этим, для изучения релаксации и удержания быстрых ионов предстаставляется очень продуктивным прямое моделирование источника нейтронов при малой интенсивности термоядерных реакций. В специальных экспериментах с инжекцией нейтральных пучков дейтерия вместо водорода возможно провести измерения распределения интенсивности термоядерных D-D реакций вдоль оси установки при помощи специальных счетчиков, способных регистрировать продукты реакции: нейтроны с энергией 2.45 МэВ и протоны с энергией около 3 МэВ.
• Изучение поведения нейтрального газа в процессе нагрева плазмы атомарной инжекцией, исследование влияния свойств первой стенки на баланс частиц нейтрального газа. Интерес к этой задаче обусловлен необходимостью минимизировать потери быстрых ионов за счет перезарядки на нейтральном газе в процессе работы нейтронного генератора. Для этого необходимо детально исследовать поведение всех компонент нейтрального газа, определить степень их влияния на перезарядные потери быстрых ионов.
Перечисленные выше задачи частично были предметом исследований в течение всего периода экспериментальной деятельности на установке ГДЛ, начиная с 1986 года. В работах [21,22,23] изложены результаты исследования равновесия и МГД устойчивости теплой столкновителыгой, а также двухкомпопентной плазмы с низким значением (3 « 0.05, представлены результаты изучения поведения популяции быстрых ионов также с низким значением /?.
Все исследования, изложенные в настоящей работе, за исключением экспериментов по изучению продольного удержания вещества и энергии, выполнены на модернизированной установке ГДЛ. Модернизация, которая была проведена, в основном, за последние пять лет, включала в себя следующие мероприятия:
• улучшение вакуумных условий, которое заключалось, в основном, в улучшении пучковых трактов атомарных инжекторов и применении электродуговых испарителей титана для быстрого нанесения титанового покрытия па первую стенку установки ГДЛ непосредственно перед рабочим выстрелом, что позволило кардинальным образом уменьшить концентрацию нейтрального газа в процессе атомарной инжекции и, практически, исключить потери быстрых частиц, связанные с перезарядкой на нейтральном газе;
• модернизацию системы атомарной инжекции, что позволило удвоить ее мощность;
• создание ряда новых бесконтактных диагностик, ориентированных на исследование двухкомпонентной плазмы с относительно высокими параметрами;
• создание новой системы автоматизации управления, сбора и обработки данных.
Перечисленные выше мероприятия, вместе с оптимизированным сценарием эксперимента позволили достичь основных параметров плазмы, таких как: температура ионов и электронов мишенной плазмы, энергосодержание и плотность быстрых ионов, плазменное /3, которые в несколько раз превосходили соответствующие параметры до модернизации установки ГДЛ. В частности, /3 достигло 0.2, плотность быстрых ионов в областях отражения - 1013 см-3 при средней энергии 8 кэВ. Таким образом, настоящая работа была ориентирована на реализацию пунктов обозначенной выше программы исследований в условиях, когда удерживаемая в ГДЛ двухкомпонентная плазма обладала достаточно высокими параметрами, в частности, относительно высоким значением (5.
Диссертация организована следующим образом.
• В главе 1 приведено описание экспериментальной установки и типичной временной последовательности работы ее основных систем.
• Глава 2 посвящена экспериментальному изучению продольных потерь вещества и энергии в газодинамической ловушке. Особое внимание в этих исследованиях уделено вопросу о подавлении электронного потока тепла расширяющимся магнитным полем.
• В главе 3 дано подробное описание вакуумной системы установки ГДЛ, оптимизированной процедуры создания вакуумных условий и подготовки первой стенки, приведено описание достигнутых параметров. Также представлены результаты экспериментальных и численных исследований переноса нейтрального газа в центральной ячейке установки ГДЛ в условиях мощной атомарной инжекции при использовании процедуры титанирования первой стенки.
• Глава 4 состоит из двух частей. В разделе 4.1, который посвящен экспериментальному и численному изучению кинетики торможения и углового рассеяния быстрых ионов, описана методика проведения эксперимента, приведены основные параметры плазмы, описаны использованные в данных экспериментах диагностики. Основное внимание уделено аппаратуре и методике измерения локальной функции распределения быстрых ионов по энергиям и питч-углам. Затем дано краткое описанию численных кодов, предназначенных для моделирования популяции быстрых ионов. В заключительной части раздела 4.1 представлены результаты измерений и вычислений. Раздел 4.2 данной главы, посвященный измерениям пространственных распределений интенсивности термоядерных реакций при инжекции дейтериевых пучков, включает в себя описание детектора для регистрации продуктов D-D реакции и обоснование его адекватности решению поставленной задачи. Затем описаны измерения и режимы работы установки, в которых производились измерения, приведены основные результаты экспериментов, сделано сравнение измеренных интенсивностей термоядерных реакций с данными расчетов, приведены основные выводы.
• Глава 5 посвящена описанию экспериментов по изучению энергетического и материального баланса двухкомпонентной плазмы. Глава также содержит два раздела, в одном их которых представлены результаты анализа баланса энергии для двухкомпонентной плазмы с высоким значением /3. Основной акцент здесь сделан на изучение каналов энергетических потерь мишенной плазмы. В другом разделе 5.2 приведено описание экспериментов по поддержанию баланса частиц мишенной плазмы методом инжекции холодного газа.
• В главе б описаны эксперименты по исследованию МГД-устойчивости двух-компонентной плазмы высокого давления. Основное внимание при этом уделено изучению влияния радиального электрического поля на МГД-устойчивость.
• В заключительных разделах диссертации кратко сформулированы основные результаты и выводы работы, а также представлены благодарности.
Краткое описание установки и типичного «сценария» эксперимента
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 так далее. Следует подчеркнуть, что проект ИН допускает только кулоновский механизм рассеяния быстрых ионов. Наличие небольших 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 распределения потока нейтронов и тем самым снижает эффективность нейтронного генератора. В связи с этим, для изучения релаксации и удержания быстрых ионов предстаставляется очень продуктивным прямое моделирование источника нейтронов при малой интенсивности термоядерных реакций. В специальных экспериментах с инжекцией нейтральных пучков дейтерия вместо водорода возможно провести измерения распределения интенсивности термоядерных D-D реакций вдоль оси установки при помощи специальных счетчиков, способных регистрировать продукты реакции: нейтроны с энергией 2.45 МэВ и протоны с энергией около 3 МэВ.
Изучение поведения нейтрального газа в процессе нагрева плазмы атомарной инжекцией, исследование влияния свойств первой стенки на баланс частиц нейтрального газа. Интерес к этой задаче обусловлен необходимостью минимизировать потери быстрых ионов за счет перезарядки на нейтральном газе в процессе работы нейтронного генератора. Для этого необходимо детально исследовать поведение всех компонент нейтрального га за, определить степень их влияния на перезарядные потери быстрых ионов. Перечисленные выше задачи частично были предметом исследований в течение всего периода экспериментальной деятельности на установке ГДЛ, начиная с 1986 года. В работах [21,22,23] изложены результаты исследования равновесия и МГД устойчивости теплой столкновителыгой, а также двухкомпопентной плазмы с низким значением (3 « 0.05, представлены результаты изучения поведения популяции быстрых ионов также с низким значением /?. Все исследования, изложенные в настоящей работе, за исключением экспериментов по изучению продольного удержания вещества и энергии, выполнены на модернизированной установке ГДЛ. Модернизация, которая была проведена, в основном, за последние пять лет, включала в себя следующие мероприятия: улучшение вакуумных условий, которое заключалось, в основном, в улучше нии пучковых трактов атомарных инжекторов и применении электродуговых испарителей титана для быстрого нанесения титанового покрытия па первую стенку установки ГДЛ непосредственно перед рабочим выстрелом, что поз волило кардинальным образом уменьшить концентрацию нейтрального газа в процессе атомарной инжекции и, практически, исключить потери быстрых частиц, связанные с перезарядкой на нейтральном газе; модернизацию системы атомарной инжекции, что позволило удвоить ее мощность; создание ряда новых бесконтактных диагностик, ориентированных на исследование двухкомпонентной плазмы с относительно высокими параметрами; создание новой системы автоматизации управления, сбора и обработки данных. Перечисленные выше мероприятия, вместе с оптимизированным сценарием эксперимента позволили достичь основных параметров плазмы, таких как: температура ионов и электронов мишенной плазмы, энергосодержание и плотность быстрых ионов, плазменное /3, которые в несколько раз превосходили соответствующие параметры до модернизации установки ГДЛ. В частности, /3 достигло 0.2, плотность быстрых ионов в областях отражения - 1013 см-3 при средней энергии 8 кэВ. Таким образом, настоящая работа была ориентирована на реализацию пунктов обозначенной выше программы исследований в условиях, когда удерживаемая в ГДЛ двухкомпонентная плазма обладала достаточно высокими параметрами, в частности, относительно высоким значением (5. Диссертация организована следующим образом. В главе 1 приведено описание экспериментальной установки и типичной временной последовательности работы ее основных систем. Глава 2 посвящена экспериментальному изучению продольных потерь вещества и энергии в газодинамической ловушке. Особое внимание в этих исследованиях уделено вопросу о подавлении электронного потока тепла расширяющимся магнитным полем. В главе 3 дано подробное описание вакуумной системы установки ГДЛ, оптимизированной процедуры создания вакуумных условий и подготовки первой стенки, приведено описание достигнутых параметров. Также представлены результаты экспериментальных и численных исследований переноса нейтрального газа в центральной ячейке установки ГДЛ в условиях мощной атомарной инжекции при использовании процедуры титанирования первой стенки.
Глава 4 состоит из двух частей. В разделе 4.1, который посвящен экспериментальному и численному изучению кинетики торможения и углового рассеяния быстрых ионов, описана методика проведения эксперимента, приведены основные параметры плазмы, описаны использованные в данных экспериментах диагностики. Основное внимание уделено аппаратуре и методике измерения локальной функции распределения быстрых ионов по энергиям и питч-углам. Затем дано краткое описанию численных кодов, предназначенных для моделирования популяции быстрых ионов. В заключительной части раздела 4.1 представлены результаты измерений и вычислений. Раздел 4.2 данной главы, посвященный измерениям пространственных распределений интенсивности термоядерных реакций при инжекции дейтериевых пучков, включает в себя описание детектора для регистрации продуктов D-D реакции и обоснование его адекватности решению поставленной задачи. Затем описаны измерения и режимы работы установки, в которых производились измерения, приведены основные результаты экспериментов, сделано сравнение измеренных интенсивностей термоядерных реакций с данными расчетов, приведены основные выводы.
Глава 5 посвящена описанию экспериментов по изучению энергетического и материального баланса двухкомпонентной плазмы. Глава также содержит два раздела, в одном их которых представлены результаты анализа баланса энергии для двухкомпонентной плазмы с высоким значением /3. Основной акцент здесь сделан на изучение каналов энергетических потерь мишенной плазмы.
Система контроля вакуумных условий и основные диагностики
Одной из наиболее важных проблем в исследованиях удержания плазмы в открытых ловушках является возможность ее быстрого охлаждения из-за убегания «горячих» электронов из центральной части ловушки вдоль магнитного поля через магнитную пробку на торцевую стенку и их замены «холодными» вторичными электронами, эмиттированными со стенки плазмоприемника. Характерной особенностью большинства открытых систем является наличие устройства для расширения потока плазмы, истекающей из ловушки. Использование такого магнитного сопла (расширителя) позволяет решить ряд физико - технических задач: снизить тепловые нагрузки на торцевую стенку, осуществить непосредственную рекуперации энергии плазмы в электрическую и т. п.. В бесстолкновительном случае без расширения потока плазмы электронный поток тепла неоднократно вычислялся с учетом эмиссии электронов с приемника плазмы (см. например [38]) и оказывался много большим, чем поток тепла, обусловленный течением ионов. При наличии расширения, без учета рассеяния электронов в расширителе, картина не меняется, поскольку плотности ионов и электронов одинаково зависят от расстояния между мапштной пробкой и выделенной точкой внутри области расширения. Учет рассеяния электронов приводит к качественным изменениям характера течения плазмы. Для того чтобы пояснить ситуацию, рассмотрим два предельных случая:
Случай развитой турбулентности - возникающей, например, вследствие изначальной анизотропии функции распределения электронов в расширителе. Это приводит к рассеянию электронов на флуктуациях электромагнитного поля турбулентности и делает функцию распределения электронов изотропной в пространстве скоростей. Разумность такого предположения подтверждается оценкой, проделанной в [18], которая показывает, что характерное время развития двухпучковой неустойчивости (для электронов, вытекающих из ловушки, и электронов, эмиттированных стенкой) меньше времени пролета электронов в расширителе.
Противоположный случай - когда турбулентность отсутствует, а реализуются лишь слабые столкновения электронов внутри расширителя. Для первого случая оценим (сверху) поток «холодных» вторичных электронов внутрь ловушки через пробку. Пусть Hw и Нт - напряженности магнитного поля на стенке и в пробке соответственно. Из всего потока вторичных электронов в ловушку могут проникнуть только те, которые попадают в конус потерь с питч-углами в, удовлетворяющими условию: sin6 JHW/Hm. Если функция распределения электронов изотропна в пространстве скоростей, то доля потока вторичных электронов, проникающих в ловушку, составляет Hw/Hm от их первичного потока вблизи стенки (отношение объема «конуса» к объему «шара» в пространстве скоростей). Пусть Ji - плотность потока ионов на стенку. Плотности потоков первичных «горячих» электронов Je, и, соответственно, вторичных J при неограниченной эмиссионной способности торцевой стенки могут быть оценены сверху как:, где Мит- массы ионов и электронов соответственно. Потребуем, чтобы поток вторичных электронов, проникающих в ловушку, не превышал потока ионов из ло вушки: JJi, откуда получаем: Hm/Hw у/М/т. Таким образом, в случае существования механизмов рассеяния электронов в расширителе, которые делают функцию распределения вторичных электронов изотропной в пространстве скоростей, достаточно степени расширения Hm/Hw — JМ/т для подавления быстрого «электронного» охлаждения плазмы в ловушке. Противоположный предельный случай, когда в расширителе нет турбулентности, а играют роль лишь слабые столкновения электронов (т.е. длина свободного пробега электронов много больше характерного размера расширителя), рассмотрен в [20], где указывается, что учет слабых столкновений приводит к появлению электронов запертых между магнитной пробкой ловушки и стенкой с электростатическим потенциалом Uw. В работе проанализированы кинетические уравнения, описывающие поведение всех групп электронов в расширителе (пролетных, запертых, вторично-эмиссионных и т.д.) и показано, что в случае неограниченной эмиттирую-щей способности стенки, электростатический потенциал Uw, запирающий электроны, связан со степенью расширения соотношением, из которого следует, что сравнительно небольшого расширения достаточно для существенного уменьшения электронного потока тепла. В силу принципиальной важности вопроса о продольном удержании энергии плазмы при анализе возможности создания термоядерных реакторов на основе открытых ловушек, вывод о подавлении электронного потока тепла при помощи магнитного расширителя нуждался в прямой экспериментальной проверке, чему, в основном, и посвящена настоящая глава. В рамках экспериментов были также подробно изучены такие параметры плазмы в расширителе установки ГДЛ, как: средняя энергия электронов и потенциал плазмы, потоки вещества и энергии через пробку, энергетические спектры покидающих ловушку ионов. Проведенные измерения позволили получить экспериментальные зависимости, связывающие параметры плазмы в расширителе с ее параметрами в ловушке, и сравнить полученные зависимости с предсказаниями теории [39] для случая бесстолкновителыюго истечения плазмы через пробки в ГДЛ. Отметим, что настоящие эксперименты отличаются от исследований, выполненных ранее [24], где температура плазмы была существенно ниже 10 эВ, и имел место столкновительный режим течения. В наших же экспериментах параметры плазмы специально подбирались таким образом (Те 20 эВ, пе 1013 см 3), чтобы обеспе 32 чить бесстолкновительный (кнудсеновский) режим течения ионов через магнитные пробки ГДЛ. Указанный режим течения наиболее интересен, поскольку именно он должен реализоваться при параметрах плазмы, интересных с точки зрения термоядерных приложений ГДЛ. На рисунке 2.1 представлено схематическое изображение ГДЛ и показано расположение диагностик, в таблице 2.1 приведены основные параметры установки и параметры плазмы в описываемых экспериментах.
При работе установки инжекция плазмы осуществлялась с помощью основной плазменной пушки. Нагрев плазмы производился при помощи атомарной инжекции (рис. 2.1). Запробочные области - расширители, в которых кривизна силовых линий была благоприятна для МГД-устойчивости, а плотность плазмы достаточно велика, использовались в описываемых экспериментах в качестве МГД-стабилизаторов. Отметим, что при нагреве плазмы атомарной инжекцией не удается достичь полной МГД-стабилизации при помощи только расширителей. Как экспериментально показано в [40], стабилизирующее действие расширителей в наших условиях не велико. Вследствие чего, через 150 - 300 мкс после начала атомарной инжекции, когда энергосодержание популяции горячих ионов, движущихся в центральной ячейке с неблагоприятной для МГД-устойчивости кривизной силовых линий, достигает критического значения, в плазме развивается желобковая неустойчивость, которая приводит к ограничению роста температуры (см. таблицу 2.1).
Измерения пространственных распределений интенсивности термо ядерных реакций при инжекции дейтериевых пучков
Следует отметить, что продольная энергия ионов в анализаторе очень незначительно отличается от их полной энергии, т.к. вблизи анализатора магнитное поле более чем в 100 раз меньше поля в пробочной области, откуда вылетают ионы. Поэтому с хорошей точностью можно считать, что анализатор измеряет полную энергию ионов.
В результате обработки функций распределения ионов по энергиям получено значение средней энергии ионов, приходящих на плазмоприемник. В принятых выше единицах измерения (Те) она соответствует (6.5 ± 0.1) Те. Величина полного перепада амбиполярного потенциала между центром и стенкой, также полученная из обработки ионных функций распределения, составляет (4.8 ± 0.1) Те.
Профиль потенциала в расширителе за пробкой, полученный из измерений с использованием локальной газовой мишени приведен на рис. 2.7. Точка, обозначенная квадратом, соответствует значению потенциала в центральной части ГДЛ, полученному из обработки ионной функции распределения. Для сравнения на этом же рисунке приведены результаты измерения профиля потенциала плазмы в расширителе по положению точки перегиба вольт-амперной характеристики подвижного одиночного зонда. Качественно ход потенциала в расширителе по данным зондовых измерений был таким же: вблизи пробки он резко падал и затем менялся слабо. Вместе с тем, величина его была систематически меньше на (1 — 2) -Те, чем измеренного с помощью локальной мишени (2.7).
По-видимому, этот результат обьясняется возмущениями плазмы зондом. Эти возмущения должны быть особенно велики вблизи пробки, где поперечный размер плазмы мал. Косвенно, наличие этого возмущения подтверждается тем, что при прочих одинаковых условиях максимальная температура плазмы в ловушке при нагреве была заметно меньше в случае, когда зонд вводился в плазму вблизи пробки.
Зависимость средней энергии электронов в расширителе от степени расширения Hm/H(z) приведены на рисунке 2.8. Значения получены из обработки вольт-амперной характеристики ленгмюровского зонда в расширителе. Средняя энергия и потенциал нормированы на электронную температуру (в эВ) в центральной части гдл.
Эксперимент по изучению эффекта подавления электронного потока тепла из открытой ловушки в области расширяющегося магнитного поля за пробками был организован следующим образом. В качестве приемника плазмы, обладающего бесконечной эмиссионной способностью, использовался нагретый катод, описанный выше. Степень расширения магнитного поля в месте расположения плазмоприемника можно было изменять в диапазоне 18-80, что достигалось его перемещением вдоль оси расширителя (изменялось H(z)) и изменением магнитного поля в пробке (изменялось Нт). Для контроля поведения амбиполярного потенциала в ловушке использовался эмиссионный зонд. Отметим, что термоэмиссионный зонд не может быть использован для точного измерения потенциала плазмы, поскольку его плавающий потенциал смещен в отрицательную область на величину, близкую к температуре электронов относительно истинного потенциала плазмы [38]. Эмиссионный зонд в данных экспериментах использовался лишь для регистрации знака и оценки величины изменения амбиполярного потенциала плазмы на оси ловушки. Диаметр проекции эмиттирующего плазмоприемника по магнитным силовым линиям в место расположения зонда был много больше как размеров измерительной части зонда, так и средней ошибки в координате при его установке на ось.
В ходе эксперимента исследовалось влияние степени расширения магнитного поля в месте расположения эмиттирующего плазмоприемника на потенциал плазмы в ловушке. На рис. 2.9 представлен потенциал эмиссионного («вспыхивающего») зонда в центральной части ГДЛ для различных положений эмиттирующей стенки. Значения потенциала нормированы на потенциал этого же зонда в отсутствии эмиттирующего плазмоприемника и усреднены по серии импульсов. Положение стенки вдоль оси расширителя даны в единицах степени расширения 1/К — Hm/H{z). Как видно из рисунка 2.9, при больших степенях расширения ( 50) потенциал зонда в центральной части ловушки практически не зависит от положения эмитти-рующей стенки и ее эмиссионной способности. С уменьшением степени расширения {1/К 40 — 50) перепад амбиполярного потенциала уменьшается. Об этом свидетельствует существенное уменьшение плавающего потенциала эмиссионного зонда, а следовательно, и потенциала плазмы в центральной части ГДЛ. При уменьшении перепада амбиполярного потенциала между ловушкой и приемником плазмы продольные потери энергии из ловушки возрастают за счет увеличения электронного потока тепла.
Опыты с газовой коробкой и периферийной инжекцией газа
Центральная ячейка и торцевые камеры откачивались при помощи турбомоле-кулярных насосов типа ТМН-1500. Дополнительно были установлены четыре гелиевых крионасоса со скоростью откачки 2.5 м3 (по водороду) каждый. Два из них были расположены на центральной ячейке, остальные на торцевых баках. Конструкция крионасосов позволяла переохлаждать жидкий гелий, так что давление насыщенных паров водорода могло быть уменьшено менее чем до 5 10 6 Па. В центральной ячейке имелись также азотные ловушки, охлаждаемые жидким азотом, со скоростью откачки 3.5 м3/сек. (для паров воды). Торцевые ячейки дополнительно были снабжены импульсными титано - геттерными насосами, также охлаждаемыми жидким азотом [47]. Скорость откачки каждого из них - 2.5 м3 (по водороду). Два таких насоса располагались в торцевой ячейке, содержащей касп, три — в баке плазменной пушки.
Каждый из трактов атомарных инжекторов имел объем 0.3 м3. Для уменьшения потока газа из инжекторов в центральную ячейку использовались жалюзи, установленные между инжекторными трактами и входами в вакуумную камеру. Жалюзи были ориентированы вдоль траекторий частиц пучка и имели геометрическую прозрачность 0.98. Вместе с тем, жалюзи имели малую проводимость для сопутствующего газа. Таким образом удалось достичь временной задержки более 10 миллисекунд между срабатыванием инжекторов и появлением газа в центральной ячейке. При этом, согласно результатам специальных измерений, поток газа из инжекторных трактов стал много меньше потока, обусловленного другими источниками. Приемники пучков располагались напротив инжекторов и были снабжены жалю-зийными системами аналогичной конструкции.
Металлические пленки, нанесенные электродуговыми испарителями с высокой скоростью испарения имеют некоторые особенности. Часто наблюдается отслаивание пленок, особенно если их толщина превосходит 0.1 мм. Для того чтобы избежать отслаивания, была использована технология, разработанная Е.Д.Бсндером с соавторами [47,48] в ходе реализации программы исследований по амбиполярному удержанию плазмы. С этой целью на внутренней поверхности стенки центральной ячейки ГДЛ был смонтирован специальный лайнер из нержавеющей стали. Лайнер состоял из отдельных панелей толщиной 2 мм, укрепленных непосредственно на стенках камеры. Перед монтажом пластины были подвергнуты пескоструйной обработке, мойке и вакуумному отжигу при температуре 450С. При пескоструйной обработке поверхность пластин становится шероховатой. Преимущество сильно шероховатой поверхности двояко. С одной стороны, увеличивается адгезия нанесенной на пластину титановой пленки, а с другой стороны, в 1.4-2 раза увеличивается скорость откачки [47].
После установки пластин система сначала была откачана. Затем была произведена очистка первой стенки при помощи тлеющего разряда, для чего в центральной ячейке была предварительно смонтирована система из пяти независимых анодов. Сначала разряд горел в аргоне при давлении около 200 Па и продолжался 12 часов. Затем очистка была продолжена в водородном разряде при том же давлении также в течение 12 часов. Процедура очистки была завершена, когда проинтегрированная по времени средняя плотность тока превысила 0.4 Кулона/см2 (в равных количествах для разрядов в разных газах).
Для равномерного нанесение пленки на поверхность лайнера (21 м2) в центральной ячейке было установлено девять испарителей титана (смотри (10) на рисунке 3.1). Испарители также были разработаны Е.Д.Бендером с соавторами [47,48] в ходе реализации программы исследований по амбиполярному удержанию плазмы. Общий вид испарителя схематически показан на рисунке 3.2.
Испаряемое титановое тело было выполнено в виде трехлучевой звезды (2). Концы электродов (лучей) соединены с фазами трехфазного источника питания. Катодные пятна удерживаются на поверхности титановых стержней, совершая ретроградное движение в магнитном поле, создаваемом осциллирующими токами, текущими вдоль электродов. Такая конструкция обеспечивала равномерное распыление электродов. Обратная сторона электродов была защищена молибденовым экраном (1), который не позволял проникать туда катодным пятнам. Дуга инициировалась поджигающим устройством (5), основанном на поверхностном пробое изолятора. Такой тип поджигающего устройства показал очень высокую степень надежности и высокую стабильность поджига дуги. Импульсы напряжения подавались на него через специальный проводник (7).
Длительность дугового разряда варьировалась включением или выключением тиристоров, управляющих током в фазах источников питания. Испарители работали в импульсном режиме, поэтому их средний ток был достаточно мал. Невысокое среднее потребление электрической мощности испарителями дало возможность использовать три трехфазных трансформатора мощностью по всего по 2.5 кВА для питания всей системы. Ток через отдельный испаритель обычно составлял 300-400 А, что соответствовало скорости испарения 15-20 мкг/сек. Для нанесения титановой пленки на поверхность лайнера испарители включались на 0.25 сек. При этом образовывалась пленка средней толщиной около 3 А.
Испарение титана сделало необходимым принятие специальных мер для защиты от напыления различных диагностик, расположенных в центральной ячейке. Это достигалось при помощи системы заслонок, которые приводились в действие общей пневматической системой, управляемой от компьютера. Имелись также элементы диагностик, которые были установлены на подвижных устройствах, приводимых в действие шаговыми двигателями. Положение диагностик и работа шаговых двигателей также контролировались компьютером.
