ИЯФ

Электронный пучок мощностью 300 кВт

В обзоре [M. Seidl, A Review of Electron Beam Heating of Magnetic Mirror Confined Plasmas, with Applications to the Tandem Mirror Experiment, Lawrence Livermore National Laboratory, Livermore, CA, UCRL-52759 (1979)] приводятся экспериментальные данные по взаимодействию электронных пучков с плазмой в открытых ловушках. Интересно отметить, что в ряде исследований показана возможность нагрева плазмы электронным пучком в результате как коллективных эффектов взаимодействия с плазмой (возбуждение и затухание волн в плазме), так и за счет создания радиального электрического поля, приводящего к нагреву ионов за счет дрейфа в скрещенных полях. Другое направление экспериментальных и теоретических работ, приведенных в этом обзоре, посвящено использованию электронного пучка в качестве инструмента стабилизации неустойчивостей горячих ионов и МГД стабилизации плазмы. Именно с целью стабилизации на установке ТМХ-U было проведено исследование инжекции электронного пучка с мощностью порядка 1 МВт. Разумной представляется поверка перспективности технологии инжекции электронных пучков вдоль магнитного поля именно как инструмента стабилизации и управления плазмой в проекте ГДМЛ. Эффективный метод МГД стабилизации уже был обоснован теоретически и экспериментально проверен на установке ГДЛ, где плазма стабилизировалась при помощи механизма «вихревого удержания» [A.D.Beklemishev et. al., Fusion Science and Technology v. 57 No. 4, 2010, PP. 351-360].

Для формирования пучка была разработана электронная пушка, схематично изображенная на рисунке 1.

 Рис.1. Схематическое изображение электронной пушки, разработанной для экспериментов на установке ГДЛ

Катод из борида лантана LaB6 диаметром 20 мм импульсно за 1 минуту нагревался электронным пучком от дополнительной «малой электронной пушки» с энергией электронов 1.5 кэВ. Такая двухступенчатая схема позволила минимизировать тепловую нагрузку на катодный узел и использовать воздушное охлаждение. Анод был выполнен в виде молибденовой сетки толщиной 0.5 мм с 37 отверстиями диаметром 2.4 мм, расположенными в гексагональном порядке. Суммарная площадь отверстий составила 1.67 см2. Катод закрыт молибденовой маской идентичной формы.

Параметры электронной пушки в ходе экспериментов на установке ГДЛ были следующими: ускоряющее напряжение – до 45 кВ, ток пучка 8-12 А, длительность импульса – 0.3 мс.

Электронная пушка была установлена в одном из торцевых баков-расширителей установки ГДЛ на расстоянии 486 см от центра ловушки, как показано на рисунке 2. На момент проведения экспериментов магнитная конфигурация установки представляла собой центральный соленоид с пристыкованными с торцов компактными пробкотронами. Пробочное отношение в такой конфигурации было равно 14.

Рис. 2. Схематичное изображение установки ГДЛ

На начальном этапе эксперимента электронный пучок инжектировался в режиме без создания плазмы, давление остаточного газа в установке ГДЛ при этом не превышало 3·10-5 Па. Ток и энергия пучка регистрировались при помощи подвижного коллектора-калориметра, установленного внутри ловушки вблизи противоположного пробочного узла.
Величина магнитного поля в области электронной пушки могла изменяться при помощи специальной катушки, установленной на баке-расширителе. Величина магнитного поля в центре ловушки составляла 2.2 кГс, в пробках — 32.4 кГс. Калориметрические измерения проводились при двух значениях магнитном поле в области электронной пушки: 550 Гс и 260 Гс (рис. 3). То есть степень сжатия пучка (отношение магнитного поля в пробке к магнитному полю в области анода пушки) составляла 65 и 125 соответственно.

Рис.3. Конфигурация магнитного поля в эксперименте по проведению электронного пучка через пробку ГДЛ

В обоих случая оказалось, что пучок без потерь транспортируется внутрь ловушки и регистрируется коллектором-калориметром (рис. 4).

Рис. 4. Отпечатки электронного пучка на приемной пластине калориметра

На фотографии видны два отпечатка электронного пучка на приемной пластине, соответствующие двум указанным степеням сжатия пучка. Приемный калориметр располагался в магнитном поле 6.6 кГс. Если учесть, что диаметр пучка на выходе из источника составляет 20 мм, то используя закон сохранения магнитного потока Br2 = const, можно легко оценить диаметр отпечатка пучка на приемной пластине. Он оказывается равным 6 мм при заданном магнитном поле в месте анода пушки 550 Гс и 4 мм при поле в 260 Гс, что подтверждается прямыми измерениями размеров отпечатков пучка на приемнике (см. рис. 4).

Данные приемного калориметра подтверждают, что 90% энергии электронного пучка передается от источника до приемника. В этих экспериментах электронный пучок имел следующие параметры: напряжение 40 кВ, ток 7.5 А, длительность 0.3 мс.

Следующим этапом исследований стал эксперимент по инжекции электронного пучка в мишенную (или фоновую) плазму ГДЛ, которая создается посредством генератора плазмы, установленного в восточном расширительном баке, и имеет температуру около 2 эВ при плотности до 3·1013 см-3. Такая холодная и плотная плазма стабилизировалась при помощи специальных магнитных катушек, охватывающих расширительные баки и создающих благоприятную для устойчивости кривизну силовых линий. Для этого ток в них течет в обратном направлении по отношению к катушкам основной магнитной системы. Таким образом удается добиться плавного распада инжектированной плазмы с временами порядка нескольких миллисекунд. Именно в этом интервале в разные моменты времени включался электронный пучок (рис. 5), с целью получить различные величины потоков плазмы на торец электронной пушки.

В этих экспериментах приемный калориметр был выдвинут к периферии.

Рис. 5. Ход линейной плотности плазмы по данным дисперсионного интерферометра

Поток ионов в пробку ГДЛ в этих экспериментах контролировался при помощи подвижного сеточного анализатора, установленного между западной пробкой и расширителем и измеряющего ток ионного насыщения из плазмы. По данным этой диагностики оказалось, что электронная пушка работает стабильно при плотности тока ионов на ее анод до 15 мА/см2. При больших токах происходит пробой разрядного промежутка в начале импульса.

На рисунке 6 представлена типичная форма импульса сигнала диамагнитного зонда, расположенного в центральной плоскости установки ГДЛ. Амплитуда импульса сигнала диамагнитного зонда пропорциональна полной энергии плазменного столба. Из измерений видно, что энергия плазмы росла линейно в течение всего времени инжекции электронного пучка, и стационарное состояние по нагреву плазмы пучком не достигалось.

Рис. 6. Форма импульса сигнала диамагнитной петли. Указан интервал работы электронной пушки

Рисунок 7 показывает основной результат проведенной серии измерений – зависимость амплитуды диамагнитного сигнала (энергии, переданной пучком плазме) от степени сжатия пучка в пробке K.

Рис. 7. Зависимость амплитуды диамагнитного сигнала от степени сжатия пучка в пробке

Видно, что в диапазоне степеней сжатия K = 85 ÷ 120 энергия, переданная пучком плазме, оставалась неизменной. Отсюда следует вывод, что в этом диапазоне степеней сжатия пучок беспрепятственно транспортировался внутрь ловушки и взаимодействовал с плазмой. При K < 85 плотность потока ионов на анод пушки превышала 15 мА/см2, что являлось предельной величиной диапазона надежной работы электронной пушки. Длительность ее работы сокращалась и ограничивалась пробоем. Электронная температура и плотность плазмы измерялись при помощи ленгмюровского зонда (рис. 8) и системы лазерного рассеяния (рис. 9).

Рис. 9. Временной ход температуры и плотности плазмы на оси установки по данным системы томсоновского рассеяния

По данным тройного зонда были построены радиальные профили температуры и плотности плазмы в момент перед началом инжекции электронного пучка и после первых 100 мкс его работы (рис. 10). Эти данные дают представление о взаимодействии электронного пучка с плазмой, при котором электронная температура растет, а столб плазмы уширяется вдвое.

Рис. 10. Радиальные профили температуры и плотности плазмы до включения электронного пучка и после первых 100 мкс его работы, полученные при помощи тройного зонда. Радиальные координаты указаны в пересчете на центральную плоскость ловушки

Для визуализации прохождения электронного пучка через плазму была использована быстрая камера, регистрирующая видимое излучение. Камера была установлена в одном из центральных портов установки. На рисунке 11 представлены кадры, сделанные камерой с интервалом 106 мкс.

Рис. 11. Визуализация электронного пучка при помощи быстрой камеры

Инжекция пучка в плазму с горячими ионами

Была также проведена отдельная серия экспериментов, в которой электронный пучок инжектировался в плазму, нагретую шестью атомарными инжекторами суммарной мощностью 4.5 МВт.

На рисунке 12 приведен сигнал линейной плотности плазмы по данным дисперсионного интерферометра, расположенного в центральном сечении установки. Видно, что интерферограммы в выстреле с электронным пучком и без него не отличаются в течение длительности работы пучка. Также не было видно отличий в сигналах с диамагнитной петли, расположенной в точке остановки быстрых ионов и фиксирующей их энергосодержание (рис. 13).

Рис. 13. Энергосодержание быстрых ионов в их точке остановки при инжекции электронного пучка в плазму и без его инжекции

Из приведенных рисунков можно сделать вывод, что инжекция электронного пучка в плазму, нагреваемую атомарными инжекторами, не влияла на удержание образующихся горячих ионов. Вероятно, это происходило вследствие малости мощности пучка (300 кВт) по сравнению с полной мощностью атомарной инжекции (4.5 МВт).

Однако же, стоит отметить, что в режиме с атомарной инжекцией был зафиксирован рост электронной температуры по данным системы томсоновского рассеяния: в момент 8.2 мс (через 0.2 мс после начала работы электронного пучка) температура электронов составила по серии выстрелов Te = 45.6 ± 4.2 эВ, а без инжекции пучка при прочих равных условиях температура оказалась равной Te = 29.2 ± 2.7 эВ.

Разработка электронного пучка мощностью 1 МВт

Согласно дальнейшему плану исследований после проведения экспериментов с первой электронной пушкой следующим этапом стала разработка и изготовление источника большей мощности и длительности. Для реализации этой задачи был выбран подход, основанный на использовании коаксиального диода с магнитной изоляцией. Диод состоит из катода выпуклой сферической формы диаметром 20 мм, фокусирующего электрода и цилиндрического анода с дрейфовой трубкой (рис. 1).

 Рис. 1. Конструкция электронной пушки на основе коаксиального диода. 1 — соленоид; 2 — нагревной катод; 3 — анод; 4 — электрод, запирающий ионы плазмы; 5 — водное охлаждение.

Магнитное поле порядка 0.1 Тл в области формирования пука создается соленоидом, надетым на корпус электронной пушки. Для отсечки и ослабления потока ионов из ловушки используется дополнительный положительно заряженный цилиндрический электрод, расположенный по ходу пучка и изолированный от анодного цилиндра. Катод изготовлен из гексаборида лантана. Несмотря на более высокую температуру эмиссии по сравнению с оксидными катодами, гексаборид лантана дает высокую плотность тока (10 А/см2 при рабочей температуре катода около 17000С), к тому же катоды из LaB6 более устойчивы к воздействию газов, атмосферы и плазмы. Именно поэтому такие катоды успешно используются в мощных плазменных генераторах для ионных источников [A.A. Ivanov, V.I. Davydenko, P.P. Deichuli, G.I. Shulzhenko, N.V. Stupishin, Rev. Sci. Instrum. 79, 02C103 (2008); http://dx.doi.org/10.1063/1.2798503 Ion sources with arc-discharge plasma box driven by directly heated LaB6 electron emitter or cold cathode, Proceedings of the 12th International Conference on Ion Sources, Jeju, Korea, August 2007].

Угол между выпуклым сферическим катодом и плоской частью фокусирующего электрода составляет 67 градусов, что близко к Пирсовскому углу. Выбранная схема формирования позволяет получать пучок с малыми поперечными составляющими скоростей, что необходимо для его адиабатической инжекции во входную пробку ГДЛ с магнитным полем до 10 Тл. Электронная пушка рассчитана на следующие параметры: ток 20 А, энергия электронов 50 кэВ, длительность импульса 5 мс. Подобная геометрия электронной пушки успешно используется на установке для получения высокозарядных ионов для ускорительного комплекса RHIC [Beebe, E. et al.,”Status of the Brookhaven National Laboratory high current electron beam ion source test stand”, Review of Scientific Instruments, Vol. 71, pp. 893-895, February 2000].

Описанный источник электронов был разработан и изготовлен в ИЯФ СО РАН. На рис. 2а представлен общий вид готового электронного источника, помещенного на испытательный стенд для проведения тренировочных импульсов. На рисунке 2б показан катодный узел источника в сборке.

Рис. 2. Источник длинноимпульсного электронного пучка, изготовленный для установки ГДЛ (а - вид со стороны соленоида, б — катодный узел).

Экспериментальное исследование новой модификации электронной пушки

Данная конфигурация пушки в настоящее время исследуется на экспериментальном стенде, представляющем собой вакуумный объем с рабочим давлением 10-3 -10-2 Па. Такой низкий вакуум обусловлен необходимостью имитировать газовую нагрузку в выходном баке расширителя установки ГДЛ. Отработка режимов эксплуатации электронной пушки в условиях низкого вакуума является критическим этапом дальнейшей работы по изучению взаимодействия электронного пучка с плазмой в ГДЛ.

Первым этапом стали высоковольтные испытания без разогрева катода, была изучена высоковольтная прочность конструкции в зависимости от магнитного поля и напряжения, приложенного к пушке. Оказалось, что уже при магнитном поле в соленоиде выше 0.05 Тл и катодных напряжениях в диапазоне от 2 до 32 кВ наблюдается пробой источника, тогда как при меньших магнитных полях этого не происходит. В свою очередь, вблизи критического (относительно пробоя) магнитного поля наблюдалась слабая зависимость между магнитным полем и приложенным к катоду напряжением, причем, чем выше приложенное напряжение, тем больше можно сделать величину магнитного поля по сравнению с критическим. Однако, поднять его до рабочей величины в 0.1 Тл не удалось. При магнитном поле близком к критическому перед пробоем возникает предварительный ток на уровне 10-100 мА, который через несколько сотен микросекунд резко (за 1 мкс) нарастает до критического уровня. При этом напряжение падает до нуля, а ток достигает величины 40 А, после чего IGBT ключ закрывается.

Для наблюдения за свечением внутри диода при пробойных процессах были демонтированы тормозящий электрод и трубка дрейфа, а напротив анодного электрода установлено зеркало. При пробоях наблюдалось квазидиффузное свечение кольцевой формы, окружающее катодный электрод. Высоковольтный пробой проходил в две стадии: сначала поджигался диффузный разряд кольцевой формы в скрещенных полях, а затем он переходил в дуговую стадию. Типичные области поджигания магнетронного и Пеннинговского разряда показаны красными стрелками на рисунке 3.

Рис. 3. Схема электронной пушки с указанием характерных мест горения паразитного разряда.

В частности, при эксплуатации подобной электронной пушки на установке EBIS (Brookhaven National Laboratory, США) действительно наблюдалось горение магнетронного разряда между анодной трубкой и катодом, что приводило к неоднородному изнашиванию нагревной таблетки катода. Однако, высоковольтных пробоев не наблюдалось, так как давление остаточного газа в установке EBIS поддерживалось на уровне 10-7-10-8 Па, т.е. разряд существовал в слаботочной диффузной форме, лишь слегка уменьшая напряжение высоковольтного модулятора.

Подавление разряда в рабочем магнитном поле было достигнуто с помощью препятствующего поджиганию дуги диэлектрического барьера, в качестве которого использовался отрезок полиэтиленовой трубки, надетой на держатель катода. Такой барьер позволяет удерживать рабочее напряжение в течение 5 мс. В данный момент катодный электрод отправлен на доработку для покрытия жидкой керамикой.

Источник питания электронной пушки

Для этой электронной пушки был изготовлен высоковольтный источник питания на основе емкостных накопителей (рис. 4), обеспечивающих стабильный по амплитуде импульс с крутым передним фронтом. Формирование выходного импульса происходит за cчёт быстрых полупроводниковых ключей, которые управляются через пластиковое оптоволокно. Для ограничения скорости нарастания выходного тока используются снабберы на индуктивностях, остаточный ток в которых гасится через диоды. В момент окончания импульса и в случае возникновения пробоя в нагрузке, напряжение должно гарантированно сниматься с электронной пушки даже в случае выхода из строя полупроводниковых ключей для предотвращения необратимого разрушения элементов её конструкции. Поэтому в момент выключения выход модулятора закорачивается тиристорным ключом.

Измерение выходного напряжения осуществляется с помощью компенсированного высоковольтного делителя на резисторах и конденсаторах, а измерение выходного тока – с помощью бесконтактного датчика тока.

Система защиты по току для обеспечения большей надежности использует помимо сигнала с датчика тока сигнал с шунта, отключая выходное напряжение при превышении уровня любого из датчиков.
Зарядка накопительной ёмкости осуществляется от высоковольтного источника, имеющего режим ограничения выходного тока. Для подавления переходных процессов источник подключается через высоковольтные резисторы. Двери шкафов высоковольтного модулятора снабжены концевыми выключателями, что позволяет разрядить накопительную ёмкость и выключить высоковольтный источник в случае внештатного открывания двери во время работы, обеспечивая безопасность персонала.

В настоящий момент высокое напряжение возможно поднимать только до 32 кВ, что связанно с опасностью выхода из строя IGBT транзисторов в управляемом высоковольтном ключе.

Рис. 4. Общий вид системы питания электронной пушки, слева стойка с конденсаторными батареями, справа управляющий модуль

Помимо высоковольтного модулятора, система питания электронной пушки включает в себя источник питания накала, имеющий изоляцию на напряжение 50кВ и служащий для разогрева катода пушки. Передача энергии в этот источник осуществляется через высокочастотный изолирующий трансформатор. После первых испытаний электронной пушки выяснилось, что для полноценной электронной эмиссии с катода заложенной по проекту мощности накала в 300 Вт недостаточно. Для повышения мощности накала был приобретен новый источник Kepko AK-650 мощностью 650 Вт. Также было принято решение о замене старого развязывающего трансформатора на новый, с меньшими потерями. Конструктивно это потребовало нового, более габаритного корпуса системы накала.

Первые результаты работы мегаваттного пучка

скоро будут

конец faq

Диагностики в расширителе

Согласно плану модернизации установки ГДЛ совместно с конструкторским бюро ИЯФ СО РАН разработана диагностика для измерения пространственного распределения плотности потока частиц и энергии, а также электрического потенциала на поверхности торцевых поглотителей плазмы.

Разработан и установлен в расширителе ГДЛ новый поглотитель плазмы для расширителя ГДЛ с вмонтированной в него системой датчиков (рис.1).

Рис. 1. Торцевой бак ГДЛ с новым приемником плазмы. 1 – основной диск поглотителя плазмы, 2 – датчики, 3 – опоры плазмоприёмника, 4 – защитные экраны, 5 – проходные изоляторы

Приемник плазмы (1) выполнен из трех частей – центрального диска и двух колец, изготовленных из нержавеющей стали и покрытых слоем листового молибдена для борьбы с дугообразованием. На плазмоприёмнике расположена 21 группа датчиков (2) по 3 штуки в каждой группе: болометр, датчик потока ионов и измеритель полного тока плазмы. Приемник плазмы крепится к заднему фланцу расширительного бака ГДЛ на трубчатых опорах (3). Для защиты плазмоприемника от униполярных дуг с задней стороны предусмотрены дополнительные пластины (4), разделенные проходными керамическими изоляторами (5). Эти пластины будут находиться под плавающим потенциалом, в то время как сам плазмоприёмник сможет удерживать напряжение до 500 В.

Датчики для измерения параметров плазмы расположены крестообразно, их входные апертуры имеют наклон относительно плоскости плазмоприёмника в соответствии с кривизной магнитных силовых линий, упирающихся в его поверхность. Угол наклона апертур растет с радиусом плазмоприемника (рис.2).

Рис.2. Расположение датчиков на плазмоприёмнике

На рис. 3 показан в разрезе датчик потока энергии – болометр. Его основным рабочим элементом является тонкая посеребренная таблетка из ниобата лития – пироэлектрической керамики, генерирующей ток при попадании на ее поверхность потока энергии. Таблетка закрыта от колебаний потенциала плазмы металлическими сетками. Для минимизации электрических помех пироэлектрик расположен на той же плате, что и усилитель сигнала, непосредственно в корпусе датчика. Для демпфирования акустических помех плата зажата между двумя резиновыми кольцами.

Рис. 3. Болометр: 1 – держатели экранирующих сеток, 2 – пироэлектрическая керамика, 3 – плата усилителя, 4 – вакуумная резина.

Датчик потока ионов показан на рис. 4. Входной электрод с отверстием диаметром 2 мм находится под потенциалом корпуса, на расстоянии 1 мм от него вытягивающий электрод с отверстием того же диаметра находится под высоким потенциалом порядка - 1.5 кВ и вытягивает из плазмы ионы, отражая электроны. На коллектор подается отрицательное напряжение на несколько сотен вольт меньше по номиналу – для устранения влияния вторичной электронной эмиссии с коллектора. Электроды и коллектор имеют обтекаемую форму во избежание краевых пробоев. Изоляторы выполнены из керамики.

Болометр и датчик потока ионов, работая одновременно, способны измерить величину энергии, приходящуюся на одну электрон-ионную пару, покидающую ловушку вдоль магнитного поля.

Рис. 4. Датчик потока ионов: 1 – входной электрод, 2 – вытягивающий электрод, 3 – коллектор, 4 – изоляторы.

Третий датчик, дополняющий каждую группу – датчик полного тока плазмы (рис. 5). Этот простой датчик представляет собой изолированный плоский коллектор, ток с которого регистрируется через маленькое шунтовое сопротивление. Этот датчик предназначен для изучения баланса токов в ГДЛ.

Рис. 5. Датчик полного тока плазмы: 1 – коллектор, 2 – лепесток для снятия сигнала, 3 – изоляторы

При помощи созданной диагностической системы, расположенной на плазмоприемнике ГДЛ, получены первые данные о радиальных распределениях потоков частиц и энергии, попадающих на плазмоприемник. На рис. 6 приведены пространственные профили тока ионов, измеренного двумя типами датчиков: датчиками ионного потока и плоскими датчиками полного тока, работающими в режиме тока ионного насыщения. Видно, что разработанная система зондов может быть использована в качестве штатной диагностики на ГДЛ и будет полезным инструментом в различных экспериментальных кампаниях.  

Рис. 6. Пространственные профили ионного тока, измеренные двумя типами датчиков на плазмоприемнике

 Изучение влияния нейтрального газа в расширителе на удержание плазмы в ловушке

Рис. 8. Распределение плотности тока ионов по радиусу при разной плотности нейтрального газа в расширителе

Рис. 9. Интенсивность свечения атомарного газа в расширителе ГДЛ:

а – плотность газа n = 10¹² см^-3, б – плотность газа n = 10¹⁴ см^-3

Изучение продольных потерь

С помощью описанной выше тройки датчиков, установленной на подвижной штанге в расширителе ГДЛ, были получены основные результаты отчетного периода. Измеряемой величиной является безразмерный параметр A, характеризующий величину энергии в единицах электронной температуры, выносимой одной электрон-ионной парой, покидающей центральную часть ловушки. Для ее вычисления мощность, измеренная болометром, делится на поток ионов по данным ионного датчика, и на электронную температуру, измеренную в центре ловушки: A= P/(J_i * T_e) . Двигая датчики вдоль оси расширителя, мы получили зависимость параметра A от степени расширения магнитного поля K (рис. 10), которая является отношением магнитного поля в пробке ловушки (12 Т) к текущему магнитному полю. В этой серии экспериментов температура электронов в центральной части ловушки составляла в среднем 180 эВ при плотности 2*10¹³см^-3.

Видно, что в широком диапазоне степеней расширения энергия, выносимая парой, оказывается в диапазоне значений от 6 до 8 электронных температур. Теоретические оценки показывают, что если степень расширения превышает примерно 50 (для водородной или дейтериевой плазмы), большинство вторичных электронов не может проникнуть в горловину пробки, а электронный поток тепла насыщается на уровне предела в 8T_e на электрон-ионную пару [D. Ryutov, FusionScienceandTechnology 47, 148 (2005), D. Skovorodin, PhysicsofPlasmasV.26,  №1, 012503, JAN 2019]. Полученные данные качественно подтверждают эту оценку.



Рис. 10. Энергия, выносимая из ловушки электрон-ионной парой, в зависимости от степени расширения магнитного поля за пробкой


На том же рисунке 1 приведены данные, показывающие поведение параметра A в зависимости от плотности нейтрального газа, присутствующего в расширителе. Видно, что при степенях расширения, больших 80, при наличии существенной плотности нейтрального газа в расширителе (красные ромбы) энергия, выносимая парой, уменьшается. Это происходит за счет увеличения плотности потока ионов при неизменной величине плотности выносимой из ловушки мощности. По всей видимости, при таких степенях расширения магнитного поля полный поток нейтрального газа через боковую поверхность плазмы больше, большее количество атомов проникает в приосевую область и там ионизуется, давая вклад в ионный ток.

Также проводилось изучение влияния неамбиполярных эффектов на продольные потери энергии из пробкотрона. Было показано, что в ловушке генерируется существенный продольный ток. Плотность полного продольного тока при эквипотенциальных плазмоприёмниках порядка ионного тока (рис. 11), т.е. почти все электроны теряются на один из них. Плотность полного тока равна нулю при напряжении между плазмоприёмниками порядка 70 В.  Хотя эту величину можно считать поправкой к естественному скачку амбиполярного потенциала (~ 5 T_e ~ 1000 В), она порядка электронной температуры. Измеренные значения параметра энергии, выносимой электрон-ионной парой, слабо меняются во всем диапазоне прикладываемых напряжений (рис. 12). Это может объясняться малым вкладом электронов в поток энергии на плазмоприёмник, который, в соответствии с теорией, порядка 15%, т.е. порядка ошибок измерения. Отсюда вероятно можно заключить, что поправка, вносимая неамбиполярными эффектами в продольные потери, невелика, несмотря на существенный неамбиполярный ток.


Рис. 11. Плотность тока на плоский датчик в зависимости от напряжения, приложенного к восточному плазмоприёмнику


Рис. 12. Зависимость энергии, выносимой электрон-ионной парой, от напряжения, приложенного к восточному плазмоприёмнику

Доплеровская спектроскопия в расширителе

В рамках проекта разработана новая оптическая диагностика, которая введена в эксплуатацию на ГДЛ и продемонстрировала требуемые для физических исследований параметры: разрешение по продольной энергии около 10 эВ в режиме с активной газовой мишенью, эффективной разрешение по времени 100-500 мкс при максимальной частоте следования кадров около 2.5 кГц, пространственное разрешение около 5 мм в проекции на центральную плоскость ГДЛ.

На рис. 13 изображена схема оптической диагностики, расположенной в «западном» расширителе ГДЛ. Важной особенностью используемого сценария создания плазмы является использование периферийного напуска молекулярного дейтерия в пробочном узле, область (4) на рис. 13. В этой области длина пробега молекулы D₂ относительно ионизации или диссоциации сравнима с диаметром вакуумной камеры. Это обеспечивает образование новых ионов на всех магнитных поверхностях в плазме ГДЛ. Однако область (4) расположена на спаде электростатического потенциала, между максимумом в центре и поверхностью плазмоприемника (7). Такое расположение источника частиц в значительной степени определяет их функцию распределения по продольной энергии, которая измеряется доплеровской спектроскопией. Ионы в потоке плазмы движутся вдоль магнитных поверхностей (5). Угол между линией наблюдения диагностики (13) и вектором продольной скорости иона изменяется от 130° на периферии до 150° на оси. Таким образом, в измерениях с плазмой ожидается смещение линий излучения H-α и D-α в красную область спектра. При регистрации интеграла излучения вдоль линии наблюдения возникнут значительные сложности с вычислением направленной скорости вследствие различных углов наблюдения для разных точек вдоль линии наблюдения, а также радиального градиента ускоряющего потенциала. По-видимому, решить эту задачу не получится без априорных предположений о радиальном распределении потенциала. Поэтому диагностический метод включает использование локальной мишени H₂, создаваемой при помощи импульсного клапана в определённой точке вдоль линии наблюдения оптической системы. Газовая струя исходит из Г-образного кварцевого капилляра, который может перемещаться параллельно линии наблюдения. Происходит перезарядка ионов плазмы H⁺ (D⁺) на частицах H, H₂, H₂⁺, которые образуются из мишени. Соответственно, появляется «активный» оптический вклад в излучение из мишени. Таким образом обеспечивается локализация измерений около 20 мм, которая определяется размером газового облака вдоль линии наблюдения. Проекция этой области вдоль магнитной поверхности составляет менее 5 мм в центральной плоскости ГДЛ, что является хорошим радиальным разрешением для плазменного шнура ГДЛ с радиусом 150-200 мм. Использование термальной струи газа в сочетании со спектральной диагностикой является известным методом исследования периферийной плазмы в токамаках, например, Review of Scientific Instruments 89, 10D102 (2018); https://doi.org/10.1063/1.5034446.

Рис. 13. Схема измерений в «западном» расширителе ГДЛ: 1 – конусная часть центральной ячейки ГДЛ, 2 – магнитная катушка, 3 – пробочная магнитная катушка, 4 – область ионизации газа, 5 – магнитные поверхности, 6 – вакуумная камера расширителя, 7 – плазмоприемник, 8 – вакуумный ввод движения газовой трубки диагностической мишени, 9 – кварцевая трубка для создания мишени, 10 – диагностическая газовая мишень, 11 – резервуар H₂, 12 – оптическая система, 13 – линия наблюдения, 14 – оптоволоконная сборка, 15 – доплеровский спектрометр

Особенностью нашего подхода является перемещение проекции газовой мишени по всему радиусу плазмы вплоть до оси, для измерения поперечного профиля, как показано на рис. 13. С учётом низкой плотности плазмы в расширителе при электронной температуре менее 20 эВ можно пренебречь воздействием кварцевого капилляра диаметром 2 мм на плазму в расширителе. Более сложным вопросом является взаимодействие плазмы и создаваемой газовой мишени. Запуск импульсного электромагнитного клапана был задан таким образом, чтобы фронт газовой струи приходил в поле зрения оптической системы диагностики в требуемый для измерения момент времени и не происходило избыточного напуска газа заранее. Давление газа было минимальным для обеспечения достаточного контраста активного сигнала по сравнению с пассивным (фон излучения вдоль линии наблюдения). При этом диагностики центральной части ГДЛ не фиксировали изменения параметров плазмы при включении газовой мишени. Зонды на поверхности диагностического плазмоприемника (7) регистрировали некоторое увеличение плотности тока. Однако при измерениях мы предполагали, что мишень для доплеровской спектроскопии не влияет существенным образом на электронную температуру и распределение потенциала плазмы. Также можно сказать, что в силу малости энергий взаимодействующих частиц можно пренебречь искажением формы функции распределения при перезарядке. Следовательно, измерение доплеровского спектра линии излучения должно давать корректную форму функции распределения ионов плазмы.

Стандартным сценарием плазменного эксперимента в ГДЛ является создание стартовой «мишенной» дейтериевой плазмы и последующая инжекция восьми дейтериевых пучков для нагрева и генерации компоненты быстрых ионов с анизотропной функцией распределения. Однако в этом стандартном режиме даже в пассивных спектрах (при выключенной водородной мишени) присутствует яркая линия излучения H-α. Это объясняется тем, что напуск H₂ в расширитель регулярно используется как для диагностических целей, так и для улучшения МГД устойчивости плазмы, поэтому его концентрация в остаточном газе перед «выстрелом» достаточно велика; кроме того, в плазменном разряде водород интенсивно поступает в плазму со стенки вакуумного бака расширителя. Всё это несколько затрудняет интерпретацию пассивных спектроскопических измерений в расширителе. При включении активной водородной мишени на всех спектрах, соответствующих разным экспозициям в течение выстрела, отчётливо различим доплеровский сдвиг обеих линий (H-α и D-α) в красную область спектра. Однако линия D-α дейтонов, летящих из центра ГДЛ, оказывается близко к центру яркой несмещённой линии H-α и сливается с ней. В большинстве измерений, смещённую таким образом в красную часть спектра, D-α не удаётся разрешить с достаточной точностью для вычисления скорости. Эту сложность можно обойти в экспериментальном сценарии с «мишенной» водородной плазмой. На спектрах в расширителе не наблюдается никаких линий примеси в непосредственной близости справа от H-α. Поэтому доплеровские сдвиги в красную область спектра будут значительно проще для анализа (рис. 14).  

Рис. 14. Активные спектры H-α плазмы в расширителе (диагностическая газовая мишень включена). Длительность экспозиции 500 мкс, радиальное положение мишени: . Вертикальной линией показано положение несмещённой линии H-α.

Контрастность активного сигнала при данной задержке запуска клапана мишени и давлении H₂ составляет около 10. На этом основании мы не учитываем вклад пассивной компоненты в оптические сигналы, измеренные с искусственной газовой мишенью. Зарегистрированное излучение считается локализованным в газовой мишени. Экспериментальный спектр аппроксимировался гауссовым профилем методом наименьших квадратов. Доплеровское смещение модельного профиля даёт направленную скорость ионов плазмы, а ширина пропорциональна ионной температуре. Поскольку в спектр укладывается достаточно большое (≈ 30) количество пикселей, математическая процедура аппроксимации имеет неплохую точность около 2%.

Далее следует сделать важное замечание. Пространственное распределение амбиполярного электростатического потенциала в ГДЛ определяется некоторой функцией φ(Ψ,l) = φ(r₀,l), где Ψ – координата магнитного потока внутри магнитной поверхности с радиусом r₀ в центральной плоскости, l – координата вдоль силовой линии. При перемещении искусственной газовой мишени вдоль линии наблюдения доплеровского спектрометра, происходит одновременное изменение как r₀, так и l. Именно такой смысл имеет «радиальный профиль» продольной кинетической энергии иона, приведенный на рис. 15. Это распределение измерено не в поперечном сечении плазмы, а вдоль линии наблюдения.

Рис. 15. Поперечный профиль кинетической энергии по водороду в режиме с водородной «мишенной» плазмой в момент времени 9 мс. Радиус указан в координатах центральной плоскости ГДЛ

Мы полагаем, что спектроскопические измерения продольной скорости по водороду в таком режиме содержат достоверную информацию о распределении электростатического потенциала плазмы на данной магнитной поверхности. Наблюдается неплохое соответствие измеренной продольной кинетической энергии частиц с результатами теоретических оценок [В.В. Мирнов, Д.Д. Рютов, 1980 ВАНТ 1(5) Серия Термоядерный синтез 1(5) 57], предсказывающих перепад амбиполярного потенциала между центром ловушки и приемником плазмы порядка 6.4 T_e, что при измеренной в этом режиме температуре электронов в ловушке 180 эВ составляет ~ 1.2 кэВ.

Изучение влияния формы плазмоприемника

Проведена серия экспериментов, посвященная изучению влияния формы поверхности плазмоприемника на удержание плазмы в открытой ловушке. Как было указано в работе [Fusion Science and Technology, 47:1T, 148-154, DOI: 10.13182/FST05-A627], изменение обычного плоского плазмоприемника на секционированный, имеющий форму конических секций жалюзи, может благотворно сказаться на удержании плазмы в ловушке. Дело в том, что вторичные электроны, вылетающие с такой поверхности, направленной под углом к магнитному полю, ускоряются электрическим полем дебаевского слоя перпендикулярно этой поверхности (рис.16а), а значит, имеют значительную компоненту поперечной по отношению к магнитному полю скорости и, подчиняясь закону сохранения магнитного момента, не могут попасть в центр ловушки, отражаясь магнитной пробкой. Для проверки влияния этого эффекта было решено использовать подвижный трехсекционный жалюзийный плазмоприемник диаметром 20 см на штанге, которая перемещалась вдоль оси расширителя в диапазоне степеней расширения магнитного поля (K=Bm/B, где Bm – поле в пробке, равное 110 кГс) от 10 до 250 (рис. 16б).       
  
Рис. 16. а - Уменьшение влияния вторичной эмиссии посредством плазмоприемника-жалюзи. б - Постановка эксперимента с подвижным плазмоприемником-жалюзи

Отдельно стоит упомянуть, что такой плазмоприемник прозрачен для нейтрального газа, который неизбежно присутствует в объеме расширителя и способен оказывать влияние на происходящие в нем процессы. Предыдущие исследования на установке ГДЛ в рамках Проекта показали, что вопреки пессимистичным оценкам, предсказывающим ухудшение удержания плазмы в центре при плотностях газа в расширителе порядка 10¹² см^-3, параметры остаются неизменными вплоть до плотности газа 10¹⁴ см^-3. Эксперименты проводились с плоским подвижным плазмоприемником, и было показано, что при степенях расширения магнитного поля K < 80 наличие большой плотности нейтрального газа в расширителе способно оказывать влияние на удержание в ловушке. Эти эксперименты были повторены на данном этапе исследования с жалюзийным плазмоприемником.
Для диагностики использовались данные томсоновского рассеяния о температуре и плотности электронов на оси ГДЛ, а также показания диамагнитной петли, фиксирующие энергосодержание в популяции захваченных горячих ионов, и результаты измерения потока нейтронов сцинтилляционным детектором. По сумме этих данных можно было судить о режиме удержания плазмы в ловушке в зависимости от положения жалюзийного плазмоприемника в расширителе. 

Первая серия экспериментов по изучению формы поглотителя плазмы на удержание в ловушке проводилась без дополнительного поддува газа в бак расширителя. Результаты сравнения плоского и жалюзийного плазмоприемников показаны на рисунках 17 и 18, где представлены ключевые параметры плазмы – электронная температура и энергосодержание быстрых ионов в зависимости от степени расширения магнитного поля, в котором располагался подвижный плазмоприемник. Из данного сравнения видно, что жалюзийный плазмоприемник влияет на параметры плазмы заметно меньше, чем плоский, при его приближении к магнитной пробке. Видно, что и электронная температура, и энергосодержание в популяции быстрых ионов реагируют на близко расположенный к пробке плоский плазмоприемник сильней, чем на жалюзийный. Это дает основания предполагать, что вторичные холодные электроны не проникают в центр ловушки, отражаясь в объем расширителя под углом от жалюзийных секций, как и было предсказано теоретически.
Рис. 17. Зависимость электронной температуры на оси ГДЛ от степени расширения магнитного поля
Рис. 18. Зависимость энергосодержания быстых ионов от степени расширения магнитного поля

end faq

Работа выполняется при поддержке Российского Научного Фонда, грант 18-72-10084