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

Амбиполярная теория предусматривает течение плазмы в расширитель в режиме, близком к бесстолкновительному, что накладывает жесткие ограничения на вакуумные условия в расширителе. При этом неясно, какое давление остаточного газа допустимо и что происходит при наличии существенного количества нейтралов. Представляется вполне возможной ионизация остаточного газа, за счет которой популяция запертых электронов в расширителе увеличится и начнет существенно влиять на плазму в ловушке. Очевидно также, что будет очень трудно удовлетворить требованиям высоких вакуумных условий в расширителе действующего нейтронного источника или реактора синтеза. Простые оценки для типичных параметров плазмы в установке ГДЛ показывают, что в области расширителя вблизи пробки (K=10, диаметр плазмы 15 см, n = 10¹² см^-3) вероятность ионизации нейтрального газа близка к единице, поэтому ток ионов на приемник плазмы должен существенно увеличиваться при наличии газа в расширителе. Если каждая молекула газа отдает электрон при столкновении с плазмой и ток образовавшихся «холодных» электронов равен току ионов из ловушки, то предельно допустимая плотность газа оказывается равной n_crit = 10¹² см^-3. При плотностях выше этой параметры плазмы в ловушке должны существенно снижаться за счет проникновения туда образующихся холодных электронов. Однако измеренные параметры плазмы в центре ловушки остаются постоянными вплоть до плотностей газа n = 10¹⁴ см^-3 (рис. 7).



Рис. 7. Поток нейтронов и температура электронов в центральной части ГДЛ при разной плотности нейтрального газа в расширителе


Прямое измерение профилей плотности ионного тока на плазмоприёмник датчиками потока ионов показало, что эти профили слабо меняются даже при больших плотностях атомарного газа (рис. 8). Полный ток на плазмоприемник остается постоянным. Таким образом, критическая плотность нейтрального газа в расширителе ловушки оказалась в 100 раз больше, чем показывали грубые оценки. Эти результаты изложены в статье [E.I. Soldatkina, etal. Plasma and Fusion Research Volume 14, 2402006 (2019) DOI: 10.1585/pfr.14.2402006].

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


Первые результаты измерений при помощи системы оптической томографии показывают, что концентрация нейтральной компоненты внутри плазмы в расширителе оказывается существенно меньше ожидаемой с учетом инжекции большого количества газа перед рабочим импульсом (рис. 9). Видно, что при различии количества газа в 100 раз, интенсивность свечения в расширителе растет только в 10 раз.

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