Narodowe Centrum Badań Jądrowych. Praca doktorska

Transkrypt

1 Narodowe Centrum Badań Jądrowych Praca doktorska ANALIZA WYNIKÓW NAJNOWSZYCH POMIARÓW JONÓW, ELEKTRONÓW I PROMIENIOWANIA WIDZIALNEGO PLAZMY W UKŁADACH PF-360 I PF-1000 Roch Kwiatkowski Promotor pracy: Prof. dr hab. Marek J. Sadowski Promotor Pomocniczy: Dr Jarosław Żebrowski Świerk 2014

2 Podziękowania Pragnę bardzo serdecznie podziękować promotorom rozprawy doktorskiej Prof. dr hab. Markowi J. Sadowskiemu i dr Jarosławowi Żebrowskiemu za opiekę naukową i merytoryczną podczas pisania pracy a także dr Elżbiecie Składnik-Sadowskiej za sugestie, dyskusje i mobilizowanie mnie do pracy oraz dr Karolowi Malinowskiemu za pomoc podczas eksperymentów i powstawania pracy Dziękuję również koleżankom i kolegom z zakładu TJ-5 NCBJ za życzliwość, współpracę i stworzenie warunków do pracy eksperymentalnej na układzie PF-360 Dziękuje dr Marianowi Paduchowi i wszystkim członkom jego zespołu w Instytucie Fizyki Plazmy i Laserowej Mikrosyntezy za serdeczność i pomoc podczas prowadzenia badań na układzie PF-1000 Pragnę również gorąco podziękować mojej ukochanej Marii Zacharczuk za wsparcie i optymizm podczas całego okresu pisania tej rozprawy

3 Streszczenie Rozprawa przedstawia wyniki najnowszych pomiarów emisji jonów, elektronów i promieniowania widzialnego z wyładowań typu Plasma-Focus (PF). Układy PF są urządzeniami, w których gęsta i gorąca plazma wytwarzana jest poprzez akcelerację i kompresję warstwy prądowej wysokonapięciowego i silnoprądowego wyładowania w gazie. Powstające ognisko plazmowe jest źródłem szybkich jonów i elektronów oraz promieniowania elektromagnetycznego emitowanego w szerokim zakresie widmowym. Wykorzystując deuter jako gaz roboczy, można otrzymać również produkty z reakcji syntezy D-D, tj. szybkie neutrony, protony, trytony i jądra helu. Jednym ze sposobów badania zjawisk zachodzących w plazmie są pomiary cząstek emitowanych z ogniska plazmowego. W niniejszej rozprawie autor skupił się na analizie wyników najnowszych pomiarów jonów, elektronów i promieniowania widzialnego plazmy wytwarzanej w układach PF-360 i PF W pierwszej części pracy opisano urządzenia służące do wytwarzania i utrzymywania gęstej i gorącej plazmy. Omówiono także przebieg zjawiska PF i scharakteryzowano emisję jonów, elektronów i promieniowania widzialnego oraz odpowiedzialne za nią mechanizmy fizyczne. Następnie przedstawiono najważniejsze wyniki badań układów PF prowadzonych do roku 2008, na podstawie których sformułowano główną tezę pracy i określono szczegółowe zadania badawcze. W drugiej części rozprawy opisano urządzenia PF-360 i PF-1000 oraz metody i wyposażenie pomiarowe służące do badania emisji jonowej, elektronowej i promieniowania widzialnego z tych układów. Na końcu rozdziału piątego omówiono krótko również inne urządzenia wykorzystywane w badaniach gorącej plazmy. Rozdział szósty rozprawy zawiera omówienie wyników najnowszych badań na układach PF-360 i PF Został on podzielony na podrozdziały opisujące kolejno pomiary jonowe, elektronowe i promieniowania widzialnego. Jony emitowane podczas wyładowań PF rejestrowane były za pomocą kamer typu pinhole, wyposażonych w jądrowe detektory śladowe lub miniaturowe scyntylatory (służące do pomiarów rozwiniętych w czasie). Rozkład energetyczny oraz czas generacji jonów wyznaczono na podstawie pomiarów wykonanych za pomocą spektrometru Thomsona (wyposażonego odpowiednio w detektory śladowe lub w detektory scyntylacyjne). Pomiary wiązek elektronowych prowadzone były głównie wzdłuż osi symetrii układu PF Do wyznaczenia energii służył spektrometr magnetyczny, w którym

4 rolę detektora pełniły klisze rentgenowskie osłonięte cienką folią aluminiową. W celu określenia przekroju poprzecznego badanych wiązek elektronowych, posłużono się monokryształem krzemu umieszczonym za poosiowym kanałem w anodzie układu. Promieniowanie widzialne emitowane z plazmy rejestrowano za pomocą spektrometru Mechelle 900, który umożliwiał pomiar pełnego widma optycznego w wybranych momentach wyładowania. Zebrane widma wykorzystano następnie do obliczenia koncentracji elektronowej plazmy w zależności od czasu i warunków wyładowania. Zbadano także zachowanie się plazmy w kontakcie z tarczami wykonanymi z kompozytu węglowego i wolframu. W siódmym rozdziale rozprawy przedstawiono interpretację wyników wykonanych pomiarów. Zaprezentowane zostały także wyniki symulacji komputerowej ruchu jonów w obszarze kolumny gęstej plazmy (tzw. pinchu ). Symulacje te przeprowadzone zostały przy założeniu, że wewnętrzna struktura kolumny plazmowej zawiera pewną liczbę włókien prądowych (tzw. filaments ) o określonych kształtach. W zakończeniu przedstawione zostało krótkie podsumowanie wykonanych badań oraz wnioski.

5 Abstract The thesis describes recent results of measurements of ion, electron and visual radiation emitted from Plasma-Focus (PF) discharges. In a PF device hot and dense plasma is created by acceleration and compression of a current sheath formed by highvoltage, high-current discharges in a gaseous environment. The formed plasma focus is a source of fast ions, fast electrons and electromagnetic radiation emitted in a wide wavelength range. Using pure deuterium as a working gas, one can also obtain products of nuclear fusion reactions, i.e. fast neutrons, protons, tritons and helium ions. One of the methods of research on phenomena occurring in plasma is measurement of particles emitted from plasma-focus. In this thesis the author has concentrated on an analysis of results from recent measurements of ions, electrons and visible radiation from plasma generated within the PF-360 and PF-1000 facilities. The first chapter describes facilities used to generate and confine hot and dense plasma. The PF phenomena are described in details, and emission and mechanisms of the ion, electron and visual radiation emission are characterized. Subsequently, there are presented the most important results of earlier studies of PF facilities, which became the basis for the formulation of the main thesis of this work and the determination of detailed research tasks. The second part of the thesis describes The PF-360 and PF-1000 facilities. The methods and experimental equipment used in measurements of ions, electrons and visual radiation are presented. At the end of the fifth chapter also other devices used in plasma research are discussed. The sixth chapter contains recent results of research performed within the PF- 360 and PF-1000 facilities. Ion, electron and visual radiation measurements are described in separate sections. Ions emitted from PF discharges were recorded by means of pinhole cameras equipped with nuclear track detectors or miniature scintillators (used for time-resolved measurements). The ion energy spectrum and instants of the ion emission were determined using Thomson parabola spectrometer (equipped with nuclear track detectors or scintillation detectors, respectively). The energy spectrum of electron beams was measured by means of a magnetic spectrometer placed along the symmetry axis of PF-1000 device. Electrons were

6 detected using X-ray film shielded with a thin Al-filter. In order to describe shape of e- beams, the use was made of a silicon wafer placed on the beam path. The visual radiation emitted from plasma was recorded by means of a Mechelle 900 spectrometer. The full visible spectra were recorded in chosen instants of PF discharges, and were used to determine plasma electron density during discharges performed at different initial conditions. This spectrometer was also used to investigate plasma during interactions with solid targets made of carbon composite or pure tungsten. The seventh chapter presents the interpretation of results obtained from the performed measurements. There are presented the results of computer simulations of ion motions inside the dense plasma (pinch) column. These computations were performed under assumption that internal structure of the plasma column consists of a certain number of current filaments of determined shapes. The last chapter contains a concise summary of the performed studies and some conclusions.

7 Spis treści Spis oznaczeń Wprowadzenie Ogólna charakterystyka układów typu PF Reakcje syntezy termojądrowej Realizacja reakcji syntezy Temperatura krytyczna i kryterium Lawsona Metody wytwarzania i utrzymania plazmy Przebieg zjawiska Plasma-Focus Wyładowanie Plasma-Focus jako źródło wiązek szybkich jonów i elektronów Ogólna charakterystyka emitowanych jonów i elektronów Rejestracja wiązek elektronowych w układach PF Rejestracja wiązek jonowych Promieniowanie widzialne plazmy w układach PF i jego charakterystyka Najważniejsze wyniki badań układów typu Plasma-Focus do roku Najważniejsze charakterystyki emisji jonów z układów PF Pomiary integralne w funkcji czasu Pomiary z rozdzielczością czasową Najważniejsze charakterystyki emisji elektronów z układów PF Najważniejsze wyniki pomiarów promieniowania widzialnego Badania na układzie PF Badania na układzie PF Sformułowanie głównej tezy rozprawy Uzasadnienie i sformułowanie tezy Sformułowanie szczegółowych zadań badawczych Opis układów eksperymentalnych Opis układu PF Opis układu PF Wyposażenie pomiarowe Opis metod i urządzeń stosowanych do pomiarów wiązek jonów Detektory scyntylacyjne

8 Filtry absorpcyjne (folie Al) Spektrometr Thomsona Opis metod i urządzeń stosowanych do pomiarów wiązek elektronów Promieniowanie hamowania (Bremsstrahlung) Spektrometr magnetyczny elektronów Opis metod i urządzeń stosowanych do badań promieniowania widzialnego Opis innych metod i urządzeń diagnostycznych Półprzewodnikowe detektory jonów Kolektory typu Faradaya Elektrostatyczny analizator jonów Pomiary interferometryczne Pomiar promieniowania rentgenowskiego Zjawisko Czerenkowa Detekcja neutronów Pomiar parametrów prądu wyładowania w układzie typu PF Wyniki najnowszych badań na układach PF-360 i PF Badania struktury przestrzennej strumieni jonów Badania na układzie PF Badania na układzie PF Pomiary jonowe w kierunku przeciwnym do ruchu warstwy prądowej Pomiary jonowe za pomocą miniaturowych detektorów scyntylacyjnych Analiza jonów za pomocą spektrometru Thomsona Pomiary integralne w czasie Pomiary z rozdzielczością czasową Badania charakterystyk wiązek szybkich elektronów Pomiary widm optycznych Pomiary promieniowania swobodnych strumieni plazmy Badania promieniowania przy oddziaływaniu strumieni plazmy z tarczami Analiza wyników eksperymentalnych Interpretacja charakterystyk impulsowych strumieni jonów

9 Obrazy jonowe uzyskane za pomocą kamer otworkowych Pomiary jonowe za pomocą spektrometru Thomsona Modelowanie numeryczne ruchu jonów w obszarze kolumny plazmowej Interpretacja własności impulsowych wiązek szybkich elektronów Wnioski z analizy widm promieniowania widzialnego Podsumowanie i wnioski Spis literatury

10 Spis oznaczeń stosowanych w rozprawie n i koncentracja i-krotnie zjonizowanych atomów w plazmie n e koncentracja swobodnych elektronów w plazmie m e masa elektronu h stała Plancka T temperatura wyrażona w elektronowoltach g i waga statystyczna i-krotnie zjonizowanych atomów χ energia jonizacji τ E czas utrzymania energii w plazmie E ch energia produktów reakcji syntezy σ v uśredniony (po energiach cząstek) iloczyn przekroju czynnego na reakcję i prędkości cząstek biorących udział w reakcji syntezy p ciśnienie P fusion moc wytwarzana w reakcjach syntezy I natężenie prądu J wektor gęstości prądu L indukcyjność m i masa jonu a r i przyspieszenie jonu Z liczba atomowa e ładunek elementarny v r wektor prędkości cząstki B r, B wektor indukcji magnetycznej E r wektor natężenia pola elektrycznego r r wektor położenia k D odwrotność długości Debye a k 0 odwrotność minimalnego parametru zderzenia γ stała Eulera µ 0 przenikalność magnetyczna próżni 10

11 1. Wprowadzenie 1.1. Ogólna charakterystyka układów typu PF Plazma, nazywana czasem czwartym stanem materii, jest to mieszanina cząstek neutralnych i naładowanych (jonów i elektronów), zachowująca kwazineutralność i wykazująca zachowania kolektywne. Kwazineutralność plazmy oznacza, że suma ładunków dodatnich i ujemnych w plazmie jest równa zeru, natomiast lokalnie mogą zdarzać się obszary z przewagą jednego rodzaju ładunków. Zachowania kolektywne przejawiają się w długozasięgowych oddziaływaniach między różnymi obszarami plazmy [1-3]. Koncentrację jonów w plazmie można obliczyć na podstawie równania Sahy, które opisuje stosunek koncentracji cząstek o i+1 do koncentracji jonów o i-krotnej jonizacji: n ( 2πm et ) 3 2 g χ i+ 1 T i+ 1ne 2 = 3 ni h g i e (1.1) Jak pokazuje powyższy wzór koncentracja jonów w plazmie silnie zależy od temperatury. Przykładowo, aby otrzymać plazmę wodorową pod ciśnieniem 1hPa, o stopniu jonizacji równym 50% należy podgrzać ją do temperatury około 1 ev (10 4 K), a w temperaturze 2 ev osiąga się praktycznie całkowitą jonizację gazu [4] Reakcje syntezy termojądrowej Jedną z gałęzi zainteresowań fizyki plazmy są badania nad możliwością realizacji reakcji syntezy w urządzeniach plazmowych. W wyniku reakcji syntezy z jąder lekkich powstaje jądro cięższe i wydzielona zostaje energia odpowiadająca deficytowi masy. Energia ta wyzwalana jest w postaci energii kinetycznej produktów reakcji. W celu doprowadzenia do reakcji syntezy dwa reagujące jądra muszą zbliżyć się do siebie na odległość, w której rolę zaczyna odgrywać krótkozasięgowe oddziaływanie silne (siły jądrowe). Pokonanie bariery potencjału wymaga odpowiedniego nakładu energii, tym większego im większy jest ładunek reagujących 11

12 jąder. Aby praktycznie wykorzystywać reakcje syntezy należy zatem skupić się na najlżejszych pierwiastkach. Należą do nich izotopy wodoru i helu, a także litu. Wykorzystywanymi izotopami wodoru są: 2 H (deuter D) i 3 H (tryt T), helu: 3 He i 4 He, a litu 6 Li i 7 Li. Najczęściej brane pod uwagę, jako możliwe do zrealizowania w warunkach laboratoryjnych, są następujące reakcje [5]: D + D T (1008 kev) + H (3024 kev) (50%) D + D 3 He (817 kev) + n (2450 kev) (50%) D + T 4 He (3517 kev) + n (14100 kev) D + 3 He 4 He (3720 kev) + H (14681 kev) (1.2a) (1.2b) (1.2c) (1.2d) Realizacja reakcji syntezy Z uwagi na największy przekrój czynny i najniższą wymaganą temperaturę plazmy, najłatwiejsza w realizacji jest reakcja syntezy D-T. Deuter jest pierwiastkiem stosunkowo łatwo dostępnym w warunkach ziemskich. Występuje on naturalnie w przyrodzie w ilości około 0,0156% w stosunku do zwykłego wodoru. Tryt natomiast jest izotopem bardzo rzadkim (1 atom trytu na atomów wodoru) i nietrwałym, wobec czego musi być produkowany w reakcjach jądrowych. Przykładem takich reakcji są reakcje litu z neutronem: 6 Li + n 4 He + T + 4,78 MeV 7 Li + n 4 He + T + n 2,47 MeV (1.3) Próba pozyskania i wykorzystania energii wydzielanej we wspomnianych wyżej reakcjach należy do jednego z kierunków badań nad kontrolowaną syntezą termojądrową. Pomysł pokojowego wykorzystania energii termojądrowej pojawił się wkrótce po drugiej wojnie światowej. Wraz z wynalezieniem tokamaka zaistniała koncepcja elektrowni termojądrowej wykorzystującej magnetyczne utrzymanie plazmy. Pomimo kilkudziesięciu lat badań owocujących wieloma osiągnięciami, perspektywa pokojowego wykorzystania energii termojądrowej nadal wydaje się być odległa. Głównym problemem są trudności technologiczne oraz wysokie koszty budowy i eksploatacji urządzeń doświadczalnych. Metody pozyskiwania paliwa 12

13 wykorzystywanego w reakcjach syntezy (deuteru i trytu) nie sprawiają problemów technicznych i są stosunkowo tanie. Podczas reakcji syntezy z użyciem deuteru emitowane są wysokoenergetyczne neutrony i jony. Jony ze wspomnianych reakcji są zatrzymywane przez ścianki układu, bądź odchylane w polu magnetycznym. Neutrony, jako cząstki nie posiadające ładunku, dużo łatwiej przenikają przez materię i nie podlegają oddziaływaniom elektromagnetycznym. Dzięki temu można je wykorzystać do pasywnej diagnostyki plazmy. Wysokoenergetyczne neutrony znajdują różnorodne zastosowania. Wyróżniamy wśród nich m.in. transmutację odpadów promieniotwórczych, wytwarzanie paliwa do reaktorów rozszczepialnych, radioterapię, wykrywanie i identyfikacja różnych substancji oraz wiele innych [6-7] Temperatura krytyczna i kryterium Lawsona Sformułowany w 1957 roku przez J. Lawsona warunek mówi jaka powinna być minimalna wartość koncentracji i czasu życia plazmy, aby otrzymać dodatni bilans energii z reakcji termojądrowych w plazmie i wyrażony jest wzorem[8]: n τ e E L 12T E σv ch (1.4) Iloczyn ten dla reakcji DD wynosi on s/m 3, a dla DT s/m 3. Iloczyn potrójny Inną miarą jakości plazmy termojądrowej jest iloczyn potrójny, tzn. iloczyn czasu utrzymania energii, koncentracji i temperatury plazmy. W większości urządzeń plazmowych koncentracja i temperatura plazmy może być zmieniana w szerokim zakresie wartości, natomiast maksymalne ciśnienie plazmy jest ograniczone przez konstrukcję urządzenia. W takim wypadku gęstość mocy z reakcji syntezy opisuje formuła: P fusion ~ p 2 σv T (1.5) 13

14 Maksymalna wartość mocy w danym urządzeniu wydzielona zostanie, gdy wyraz σv T będzie maksymalny. Wykorzystując wprowadzoną wcześniej nierówność (1.4) łatwo zauważyć, że: n Tτ e E 2 12T E σv ch (1.6) Wyraz 2 T σv posiada minimum globalne w pewnej temperaturze T m. W reakcji DD minimalna wartość iloczynu potrójnego wynosi kev s/m 3, a dla reakcji DT kev s/m 3 [9-10] Metody wytwarzania i utrzymania plazmy Bardzo ważnym zagadnieniem w badaniach plazmy wysokotemperaturowej jest kwestia utrzymania plazmy w ograniczonym obszarze przestrzeni. Plazma taka nie może być ograniczona ścianami materialnymi, gdyż żadne znane obecnie materiały nie wytrzymałyby tak wysokich obciążeń cieplnych. Poza tym kontakt ze ściankami szybko ochłodziłby plazmę zmniejszając efektywność reakcji termojądrowych. Dlatego też sformułowano dwie koncepcje utrzymywania plazmy w układzie eksperymentalnym. Jedną z nich jest utrzymywanie magnetyczne, w którym plazmę utrzymuje się w ograniczonej przestrzeni dzięki ciśnieniu pola magnetycznego. Inną koncepcją eksperymentów z gorącą plazmą jest tzw. inercyjne utrzymywanie plazmy [11]. W tym wypadku mała porcja paliwa jest równomiernie oświetlana silnymi wiązkami promieniowania laserowego lub rentgenowskiego. W wyniku tego naświetlania następuje kompresja i podgrzanie paliwa, które przechodzi w stan bardzo gęstej i gorącej plazmy. Koncentracja tak otrzymanej plazmy może sięgać cząstek na cm 3, a czas jej utrzymywania - poniżej nanosekundy [12]. Zagadnienie to nie wchodzi w zakres niniejszej rozprawy, wobec czego nie będzie ono dalej omawiane. Szeroką klasę pułapek magnetycznych można podzielić na tzw. pułapki otwarte oraz pułapki zamknięte, w których linie pola magnetycznego tworzą zamknięte powierzchnie magnetyczne (Rys. 1.4). Do pierwszej grupy należą m.in. pułapki zwierciadlane. W drugiej grupie mieszczą się m.in. urządzenia typu tokamak i stellarator. Typowe czasy utrzymywania plazmy w tego typu pułapkach wynoszą od milisekund do sekund, natomiast koncentracja sięga do cząstek na cm 3. 14

15 a) b) cewki magnetyczne plazma c) linie pola magnetycznego cewki poloidalne cewki toroidalne komora próżniowa plazma Rys 1.4. Plazmowe pułapki magnetyczne. a) ruch jonu wzdłuż linii pola magnetycznego w pułapce zwierciadlanej, b) kształt plazmy i rozkład cewek magnetycznych w stellaratorze W7-X, c) rozmieszczenie cewek magnetycznych i kształt plazmy w tokamaku [13-15]. Wytwarzanie i utrzymanie gęstej, gorącej plazmy może być zrealizowane także przez silne impulsowe wyładowania elektryczne. Przepływowi silnych prądów (o natężeniu od setek kiloamperów do kilkunastu megaamperów) towarzyszy jonizacja i powstanie plazmy. Przepływający przez plazmę prąd generuje pole magnetyczne. W wyniku wzajemnego oddziaływania pola i prądu powstaje siła elektrodynamiczna, która dąży do ściśnięcia sznura plazmowego. Wskutek tego oddziaływania wzrasta koncentracja i temperatura plazmy. W takiej plazmie może zachodzić szereg procesów, m.in. formowanie włókien prądowych i diod plazmowych, przyspieszanie i odchylanie cząstek naładowanych przez silne lokalne pola elektryczne i magnetyczne, emisja promieniowania rentgenowskiego, a w wypadku zastosowania deuteru jako gazu roboczego - również reakcje syntezy jądrowej. Wszystkie układy, w których zagęszczenie plazmy zachodzi na wskutek płynącego przez nią prądu zalicza się do układów typu pinch. Wyróżniamy kilka odmian takich układów, między innymi układy 15

16 Z-pinch, θ-pinch i θ-pinch toroidalny. W pierwszych dwóch wypadkach plazma ma w przybliżeniu kształt walca (patrz Rys 1.5), a w ostatnim wypadku kształt torusa. pole magnetyczne prąd plazmy cewki pole magnetyczne Rys Konfiguracje typu pinch: układ θ-pinch (z lewej) oraz układ Z-pinch (z prawej)[16]. W układach θ-pinch zewnętrzne pole magnetyczne równoległe do osi walca indukuje powstanie prądów azymutalnych (wirowych) w plazmie. Prądy te, oddziałując z przyłożonym polem, powodują kompresję kolumny plazmowej. Modyfikacją tego typu jest toroidalny θ-pinch gdzie pole magnetyczne wzdłuż obwodu torusa indukuje prądy zaciskające sznur plazmowy. W wyładowaniach typu Z-pinch pole magnetyczne wytwarzane przez płynący prąd ma kształt okręgu otaczającego plazmę. Wyróżniamy wiele typów urządzeń opartych na tym zjawisku, między innymi: jednokanałowy Z-pinch, X-pinch, czy też Plasma-Focus. Najczęściej wykorzystuje się je jako źródła jonów lub intensywnego promieniowania X. Układ Plasma-Focus (PF) jest to urządzenie wyposażone w dwie cylindryczne elektrody, umieszczone koncentrycznie i zakończone z jednej strony rozdzielającym je izolatorem. Przy drugim końcu elektrod znajduje się obszar formowania ogniska plazmowego. Elektrody umieszcza się w komorze próżniowej, którą przed zainicjowaniem wyładowania napełnia się wybranym gazem roboczym. Elektrody te, poprzez iskierniki, połączone są z baterią kondensatorów. Elementy elektryczne obwodu powinny charakteryzować się jak najniższą indukcyjnością, a podłączenia wykonane tak, by zapewnić równomierny (izotropowy) dopływ prądu do elektrod urządzenia. W układach PF, inaczej niż w działach (czyli akceleratorach) plazmowych, utrzymywane jest początkowo stałe ciśnienie i zwykle nie stosuje się dynamicznego 16

17 napuszczania gazu. Dzięki temu otrzymana plazma charakteryzuje się większą gęstością i temperaturą niż w typowych działach koaksjalnych, ale równocześnie gaz występujący w komorze urządzenia hamuje i rozprasza emitowane cząstki naładowane oraz promieniowanie X. Cechą charakterystyczną układów PF jest to, że gęstość (koncentracja elektronowa) i czas życia plazmy osiągają wartości leżące pomiędzy wartościami typowymi dla pułapek typu inercyjnego i magnetycznego. Gęstość (koncentracja) elektronowa plazmy wytwarzanej w układach PF osiąga cm -3, a czas trwania zjawiska wynosi kilkadziesiąt do kilkuset nanosekund. Parametry wytworzonego pinchu plazmowego (rozmiary, czas trwania, gęstość) zależą od wielu czynników, m.in. od wymiarów elektrod, ciśnienia gazu, charakterystyk elektrycznych, i mogą być one dobrane pod kątem zastosowań np. w celu otrzymania dużych strumieni neutronów, bądź krótkich i intensywnych impulsów promieniowania X [17]. a) b) Ognisko plazmowe Elektroda zewnętrzna Ognisko plazmowe Izolator Bateria kondensatorów Elektroda zewnętrzna Elektroda wewnętrzna Izolator Elektroda wewnętrzna Bateria kondensatorów Rys Schemat układu PF konstrukcji Mathera (a) i Filipowa (b). Układ typu PF został zaprojektowany niezależnie przez J.W. Mathera w roku 1964 oraz przez N.W. Fillipowa w roku 1965 [18-19]. Układ typu Mathera jest zmodyfikowanym koaksjalnym działem plazmowym, pracującym przy podwyższonym ciśnieniu. Posiada on otwarte na końcu elektrody o długości większej niż ich średnica. Typowy stosunek średnicy elektrody wewnętrznej do jej długości jest mniejszy niż 1:4. Ognisko plazmowe powstaje przed frontową ścianką wewnętrznej elektrody. Układ Fillipowa został opracowany w celu osłony izolatora urządzenia Z-pinch przed promieniowaniem i szybkimi cząstkami pochodzącymi z gorącej plazmy. Zrealizowano to poprzez znaczne zwiększenie średnicy w stosunku do długości elektrod. W tym wypadku wspomniany wyżej stosunek tych wielkości jest często większy niż 5:1. 17

18 Kolumna plazmowa formuje się pomiędzy elektrodą zewnętrzną i wewnętrzną. Schemat układów PF w obu konfiguracjach przedstawiono na Rys Przebieg zjawiska Plasma-Focus Najważniejszymi fazami wyładowania typu PF są kolejno: przebicie i formowanie tzw. warstwy prądowej (current sheath), akceleracja poosiowa, akceleracja i kompresja radialna, faza stabilnej kolumny pinchu, faza rozwoju niestabilności kolumny pinchu i faza rozpadu wyładowania. Etapy te pokazane są symbolicznie na Rys przebicie i formowanie warstwy prądowej elektroda zewnętrzna izolator elektroda wewnętrzna akceleracja osiowa wiązki elektronowe kompresja radialna promieniowanie elektromagnetyczne wiązki jonowe bateria kondensatorów iskiernik neutrony reakcji Rys Przebieg zjawiska PF (opis w tekście). 1. Faza przebicia Po zainicjowaniu wyładowania (wyzwolenie iskierników) do elektrod zostaje przyłożone wysokie napięcie. Powoduje to przebicie gazu w komorze i przepływ prądu wzdłuż powierzchni izolatora. Kształt i rozmiary wytworzonej warstwy prądowej zależą od kształtu i materiału izolatora, a także od konstrukcji elektrod, ciśnienia gazu i parametrów przykładanego napięcia. Podczas wyładowań w gazie najważniejszym nośnikiem prądu są elektrony. Dodatnia polaryzacja elektrody wewnętrznej sprawia, że warstwa elektronów przylega do powierzchni izolatora i wzdłuż niej rozwija się wyładowanie ślizgowe. Gdy wyładowanie to dosięgnie końca izolatora, obie elektrody zostają połączone włóknami prądowymi unoszącymi się tuż nad jego powierzchnią. Siła 18

19 Lorentza J B odrywa włókna prądowe od powierzchni izolatora, unosząc ich końce od strony katody. Z powodu dużej pojemności włókien, po dotarciu do wewnętrznej powierzchni katody, łączą się one tworząc w przybliżeniu jednorodną warstwę prądową. Po zajściu wyżej wymienionych procesów wyładowanie wchodzi w drugą fazę. 2. Faza akceleracji osiowej Warstwa prądowa wytworzona pod koniec fazy przebicia przyspieszana jest siłą Lorentza wzdłuż osi elektrod. Siłę tą można rozłożyć na składową radialną i osiową. Składowa radialna działa w kierunku elektrody zewnętrznej, a składowa osiowa w kierunku końca elektrod. Zależność od gęstości prądu i pola magnetycznego sprawia, że wartość jej osiowej składowej jest odwrotnie proporcjonalna do odległości od osi, przez co część warstwy leżąca bliżej środka jest przyspieszana silniej od tej leżącej bardziej na zewnątrz. Taki układ sił sprawia, że kształt warstwy prądowej zbliżony jest do paraboli, z ramionami skierowanymi w kierunku izolatora. Warstwa prądowa w dużych układach ma grubość rzędu kilku centymetrów. Jej prędkość osiąga stałą wartość, wynoszącą cm/s, krótko po oderwaniu się od izolatora. W celu optymalizacji działania układu ważne jest, aby moment dotarcia warstwy do końca elektrod następował w momencie osiągnięcia pierwszego maksimum natężenia prądu (patrz Rys. 1.8). di dt [a.u.] V I [µs] Rys Typowe przebiegi pochodnej, napięcia i natężenia prądu podczas wyładowania Plasma-Focus [20]. 19

20 3. Faza kollapsu W chwili dotarcia warstwy prądowej do końca elektrod zaczyna się trzecia faza wyładowania, tzw. faza kollapsu. Trwa ona kilkadziesiąt do kilkuset nanosekund, w zależności od budowy urządzenia. Pod wpływem siły J B warstwa prądowa zmienia kierunek ruchu i zaczyna poruszać się ku osi elektrod. Gwałtowne zmiany indukcyjności powodują powstanie silnych pól elektrycznych w plazmie. Przy odpowiedniej optymalizacji układu prąd w tej fazie wyładowania zmienia się nieznacznie, zatem wielkość tych pól wiąże się ze zmianą indukcyjności prostym wzorem: dl E = I (1.11) dt W celu dokładniejszego opisania zjawisk zachodzących w kolumnie plazmy fazę kollapsu dzieli się na cztery etapy, tj. kompresję radialną, etap stabilności, etap narastania niestabilności oraz rozpad pinchu Kompresja radialna Etap ten rozpoczyna się w chwili gdy warstwa prądowa dobiegnie do końca elektrod. Zaczyna się ona wtedy poruszać w kierunku ich osi symetrii. W tym momencie cząstki przyspieszane są głównie poprzez fale uderzeniowe, natomiast po utworzeniu się kolumny plazmowej główną rolę zaczyna odgrywać grzanie omowe. Pod koniec tej fazy zachodzi kompresja adiabatyczna prowadząca do uformowania ogniska plazmowego (Plasma Focus). Pole magnetyczne zaczyna wnikać do wnętrza plazmy, prowadząc do anomalnego wzrostu oporności i indukcyjności plazmy. W tym momencie na wykresie napięcia pojawiają się szybkie, wysokie sygnały, a na wykresie prądu zaobserwować można gwałtowny spadek jego wartości, czyli tak zwany current dip (patrz Rys 1.8). Maksymalna temperatura elektronowa plazmy osiągana pod koniec tego etapu wynosi 1-2 kev, a koncentracja sięga do cm Etap stabilności Pod koniec fazy kompresji uformowana zostaje kolumna plazmy. Przyjmuje ona zwykle średnicę rzędu milimetrów i kilkucentymetrową długość. Po jej utworzeniu 20

21 następuje faza stabilności, podczas której ciśnienie magnetyczne hamuje rozpad pinchu w kierunku radialnym, natomiast wzdłuż osi plazma może się swobodnie przemieszczać. Wytworzone wskutek zmian indukcyjności i oporu pole elektryczne przyspiesza jony i elektrony w przeciwnych kierunkach. W tej fazie zaczynają narastać mikro-niestabilności plazmy w rodzaju niestabilności strumieniowych i MHD Etap niestabilności W kolejnym etapie zachodzi większość zjawisk prowadzących do emisji wysokoenergetycznych cząstek i promieniowania. Niestabilności przewężeniowe prowadzą do powstania silnych pól elektrycznych i formowania się lokalnych ognisk plazmowych, będących źródłami promieniowania X, szybkich jonów i elektronów. Podczas wyładowań prowadzonych w atmosferze deuteru w tej fazie zachodzi emisja produktów reakcji syntezy. Rozchodzące się w pinchu zaburzenia gęstości i narastające mikro-niestabilności powodują całkowity rozpad kolumny plazmy Rozpad kolumny pinchu Na ostatnim etapie zjawiska następuje spadek gęstości plazmy i uformowanie się dużej, gorącej chmury plazmowej. Chmura ta jest źródłem miękkiego promieniowania X (promieniowania hamowania), a także szybkich jonów, elektronów oraz neutronów z reakcji syntezy D-D Wyładowanie Plasma-Focus jako źródło wiązek szybkich jonów i elektronów Przedstawiony opis przebiegu zjawiska Plasma-Focus pokazuje, że podczas fazy kollapsu występują zjawiska prowadzące do przyspieszania i ucieczki jonów, i elektronów z obszaru plazmy. Warty odnotowania jest fakt, że w wielu akceleratorach plazmowych, w tym również w układach PF, energie osiągane przez cząstki naładowane są wielokrotnie wyższe niż iloczyn ich ładunku i napięcia przyłożonego między elektrodami (napięcie ładowania kondensatorów) [21-23]. Widma energetyczne emitowanych jonów, wyznaczane na podstawie pomiarów za pomocą analizatorów 21

22 elektrostatycznych, kolektorów Faradaya, detektorów śladowych przesłoniętych odpowiednimi filtrami, a także spektrometru Thomsona, pokazały że energie jonów wyrażone w elektronowoltach przekraczają napięcie pracy urządzenia wyrażone w woltach nawet kilkaset razy [21,24]. W typowych układach Plasma-Focus, pracujących na deuterze, przy napięciu kilkudziesięciu kv rejestruje się energie deuteronów sięgające do kilku MeV. Na podstawie pomiarów za pomocą kamer rentgenowskich i kamer typu pinhole wyposażonych w detektory śladowe, szacuje się że jony emitowane są z mikro-źródeł (o rozmiarach rzędu milimetra) leżących wewnątrz pinchu plazmowego. Wiązki wysokoenergetycznych jonów (o energiach około 1 MeV) emitowane są przez kilkunaście nanosekund, przy czym jeśli jony zbierane są z większego obszaru, otrzymywane sygnały poszerzają się i zyskują bardziej złożoną strukturę. Może to wskazywać na następującą po sobie emisję z wielu różnych mikro-źródeł. Badania rozkładu kątowego emitowanych jonów pokazały, że maksymalny strumień wysokoenergetycznych jonów występuje na osi układu, a jego gęstość znacząco spada wraz ze wzrostem kąta obserwacji. Na podstawie wyników badań struktury, rozkładu energii, i zależności czasowej emitowanych wiązek jonów i elektronów zostały opisane różnorodne mechanizmy, które mogą być odpowiedzialne za akcelerację tych cząstek [23-24]. Można wśród nich wyróżnić m.in. następujące procesy: 1. Narastanie niestabilności przewężeniowych (MHD) w fazie kollapsu, prowadzące do wzrostu indukcyjności plazmy i wzrostu natężenia pola elektrycznego wewnątrz kolumny pinchu. Gdy dochodzi do przerwania włókna prądowego, energia płynącego prądu w bardzo krótkim czasie przekształcona zostaje w energię fali elektromagnetycznej i zamiast płynącego prądu pojawia się prąd przesunięcia. Szacunkowa wartość napięcia może sięgać 60 MV. Pole to trwa na tyle krótko, że nie zdąży znacząco przyspieszyć jonów natomiast elektrony, jako dużo lżejsze, przyspieszane są efektywniej. 2. Mikro-niestabilności i szybkie ruchy plazmy w obszarze kolumny plazmowej oraz gwałtowne zmiany lokalnego pola magnetycznego podczas fazy kompresji (radialnej) indukujące powstanie silnych pól elektrycznych. 3. Spadek przewodności plazmy w wyniku dyfuzji pola magnetycznego do wnętrza pinchu i mikro-niestabilności (strumieniowych), który wywołuje silny wzrost natężenia pól elektrycznych w kolumnie plazmowej. 22

23 Cząstki mogą być przyspieszane także na skutek tzw. mechanizmu ucieczki, tj. gdy siła działająca na cząstkę przewyższa siłę tarcia wynikającą z oddziaływania z otaczającą plazmą. Innym zjawiskiem odpowiedzialnym za nadawanie cząstkom dużych prędkości jest akceleracja poprzez oddziaływanie z falami uderzeniowymi. Odbywa się to na zasadzie mechanizmu Fermiego, gdzie przyspieszane jony zderzają się z poruszającą się warstwą prądową, bądź też z mikro-niestabilnościami powstającymi w plazmie i w rezultacie zyskują wysokie energie, zależne od liczby zderzeń i prędkości ruchu plazmy [20,25-26]. Emisja silnych wiązek elektronowych o energiach sięgających kilkuset kev została potwierdzona doświadczalnie w wielu eksperymentach [20,27]. Energię wyznaczono na podstawie pomiarów analizatorem magnetycznym, a także sondami Czerenkowa. Elektrony oddziałujące z materiałem elektrod oraz gazem wypełniającym komorę są odpowiedzialne za wytwarzanie promieniowania X, zatem na podstawie własności tego promieniowania można szacować energię, czas i miejsce oddziaływania strumieni elektronowych z plazmą. Szybkie elektrony emitowane są głównie wzdłuż osi układu, w kierunku elektrody wewnętrznej (anody), a kształt i zależność kątowa emitowanych wiązek wykazuje silnie zmienny charakter. Badania parametrów wiązki w funkcji czasu wykazały, że impulsy elektronowe pojawiają się w momencie kompresji plazmy, a ich czas trwania wynosi kilkadziesiąt ns. Czas ten różni się w zależności od energii cząstek i jest dłuższy w niższych energiach. Położenie i rozmiary źródeł elektronów są trudne do określenia, ze względu na duży wpływ pola magnetycznego na trajektorie tych cząstek. W wyładowaniu występują również tzw. hot spoty miejsca intensywnego promieniowania X. Zakładając, że są to miejsca intensywnego oddziaływania z elektronami, można oszacować, że wiązki elektronowe są nie większe niż wymiary ognisk promieniowania, czyli poniżej 1 mm średnicy. Przyspieszanie elektronów odbywa się dzięki efektom wspomnianym podczas omawiana emisji jonowej Ogólna charakterystyka emitowanych jonów i elektronów Wiązki jonów i elektronów emitowane są z kolumny plazmy w różnych momentach podczas wyładowania. Charakteryzują się one szerokim rozkładem energetycznym i różną intensywnością. Elektrony rejestrowane na układach Plasma 23

24 Focus osiągają energie poniżej 1 MeV. Energie jonów pierwotnych, czyli pochodzących z gazu wypełniającego komorę oraz z elektrod, sięgają do kilku MeV. Cechą charakterystyczną jonów emitowanych z kolumny plazmowej jest ich nierównomierny rozkład kątowy, a w szczególności zmniejszona gęstość strumienia cząstek pod dużymi kątami do osi pinchu. Dotyczy to zarówno jonów pierwotnych, jak i wysokoenergetycznych produktów reakcji syntezy. Na zarejestrowanych obrazach jonowych zauważyć można również szereg mikrowiązek, tworzonych w wyniku intensywnej emisji jonów w wąskim kącie bryłowym. Typowe napięcie między elektrodami układów Plasma-Focus wynosi kv, zatem pomiary emisji pierwotnych cząstek naładowanych wskazują, że za ich przyspieszanie odpowiedzialne są również inne, poza polem przyłożonym między elektrodami, pola występujące w obszarze wyładowania Rejestracja wiązek elektronowych w układach PF Zarejestrowanie elektronów przyspieszanych we wnętrzu pinchu związane jest z szeregiem trudności. Silne pole magnetyczne w plazmie uniemożliwia wydostanie się elektronom o niskich energiach. Część elektronów o energiach odpowiednich, żeby wydostać się z plazmy, jest hamowana i rozpraszana przez gaz wypełniający komorę. Jedynie w wypadku elektronów o wysokich energiach, można mówić o ruchu niezaburzonym przez oddziaływanie z plazmą lub gazem. Oddziałują one jednak między sobą, powodując rozmycie i poszerzenie wiązek elektronowych emitowanych z ogniska plazmowego. Oprócz wspomnianych już pomiarów promieniowania hamowania i szacowania na tej podstawie miejsc oraz rozmiarów emisji wiązek elektronowych, możliwy jest również pomiar energii elektronów z użyciem takich urządzeń jak kolektory Faradaya, spektrometr magnetyczny, bądź detektory Czerenkowa osłonięte różnej grubości filtrami. Pomiary w różnych układach eksperymentalnych pokazują, że szerokość rozkładu oraz maksimum energii elektronów nie jest związana z energetyką oraz rozmiarami tych układów [20]. 24

25 Rejestracja wiązek jonowych Podobnie jak elektrony, jony o niskich energiach mogą łatwo być hamowane i zatrzymywane w gęstej plazmie tworzącej kolumnę pinchu. Poruszając się przez warstwę gazu wypełniającego komorę, jony emitowane z plazmy mogą być spowalniane i rozpraszane, zmieniając swój pęd. Aby uniknąć wpływu tych zmian na wyniki pomiarów, należałoby zminimalizować odległość między źródłem a detektorem, lub wypełniać komorę urządzenia pod jak najmniejszym ciśnieniem. Czasem jednak, jak w pomiarach czasu przelotu, duża odległość detektora od plazmy jest korzystna i w takiej sytuacji konieczne jest uwzględnienie oddziaływań cząstek naładowanych z neutralnym gazem. Dodatkowym utrudnieniem jest, jak podczas bezpośredniego pomiaru elektronów, konieczność wprowadzenia detektora do komory urządzenia. Wymagane jest przy tym stosowanie układów, zaworów i przepustów próżniowych. Pomiar jonów emitowanych z plazmy można przeprowadzić używając kolektorów Faradaya, detektorów scyntylacyjnych oraz dielektrycznych detektorów śladowych. Możliwe jest również użycie różnej grubości filtrów, zatrzymujących jony o energiach poniżej określonego progu. Każda ze wspomnianych wyżej metod ma swoje zalety, jak i wady, a zostaną one scharakteryzowane w kolejnych rozdziałach. Należy zauważyć, że w zakresie energii występujących w układach PF pomiar jonów może odbywać się wyłącznie w sposób bezpośredni, tj. rejestrując daną cząstkę w detektorze, a emitowane jony mogą pochodzić z gazu wypełniającego komorę (są to tzw. jony pierwotne), bądź z reakcji jądrowych zachodzących podczas wyładowania (czyli jony wtórne). Przy wypełnieniu komory deuterem jonami pierwotnymi są deuterony o energiach sięgających do kilku MeV, a jonami wtórnymi będą protony o energii ok. 3 MeV Promieniowanie widzialne plazmy w układach PF i jego charakterystyka Plazma generowana w układach typu PF osiąga temperaturę elektronową rzędu kilku kev. W takiej temperaturze plazma jest nie tylko źródłem twardego i miękkiego promieniowania X, ale emituje także światło widzialne. Światło to może zostać zarejestrowane za pomocą kliszy fotograficznej bądź kamery CCD. Rejestracja na kliszy i za pomocą kamer fotograficznych pozwala oszacować rozmiary kolumny 25

26 plazmowej. Na zdjęciach wykonanych w świetle widzialnym może również zostać zobrazowana struktura warstwy plazmowej, a w niektórych wypadkach, także struktura samego pinchu (Rys 1.9). Rys Zdjęcia wyładowania Plasma-Focus w atmosferze deuteru, uzyskane za pomocą różnych filtrów barwnych. Jakkolwiek pomiary te mogą wiele powiedzieć o wyładowaniu Plasma-Focus i jego dynamice, nie dostarczają one informacji o takich własnościach jak temperatura i koncentracja elektronowa oraz skład chemiczny plazmy. Parametry te mogą być określone na podstawie badań spektroskopowych. Gęstość (koncentrację) plazmy w wyładowaniach typu Z-pinch określić można również na podstawie badań interferometrycznych, wymagają one jednak skomplikowanej aparatury oraz założeń o symetrii, które w ogólności nie muszą być spełnione. W porównaniu z tymi metodami, pomiary spektroskopowe są łatwiejsze do przeprowadzenia, i wymagają jedynie założenia lokalnej równowagi termodynamicznej badanej plazmy. Podstawowymi wielkościami, które można obliczyć na podstawie zmierzonego widma są temperatura i koncentracja elektronowa plazmy. Szczegółowa analiza zmierzonego widma wraz z identyfikacją linii umożliwia określenie składu pierwiastkowego plazmy oraz dynamiki zmian tego składu, np. podczas oddziaływaniu wiązek plazmowych z tarczami. Należy zauważyć, że obszar plazmy, z którego zbierane jest widmo emisyjne ma kształt ściętego stożka wychodzącego z kolimatora. W związku z tym widmo zbierane jest wzdłuż całej drogi optycznej i uzyskane wyniki są uśrednionymi dla pewnego obszaru plazmy [28-35]. 26

27 2. Najważniejsze wyniki badań układów typu Plasma-Focus do roku Najważniejsze charakterystyki emisji jonów z układów PF Pomiary jonów emitowanych z wyładowań Plasma-Focus należą do podstawowej diagnostyki tych układów. Poznanie charakterystyki czasowej, przestrzennej oraz energetycznej emitowanych cząstek jest ważne zarówno wtedy gdy układ PF wykorzystujemy jako źródło szybkich jonów, jak i dla optymalizacji układu pod względem strumienia neutronów z reakcji D-D. Emisja wysokoenergetycznych jonów była szeroko badana w urządzeniach typu PF na całym świecie [17,20,36-37]. Wyniki tych badań przedstawione były w kilkudziesięciu artykułach, zarówno przeglądowych jak i opisujących szczegółowo jedno zagadnienie. Najważniejsze z nich przedstawione zostaną poniżej. Wszystkie wyładowania Plasma-Focus stanowią źródło impulsowych wiązek jonów gazu roboczego. Energia i intensywność tych wiązek zmienia się wraz z parametrami pracy układu. W małych urządzeniach rejestruje się jonów na wyładowanie, przy czym ich średnia energia wynosi około 90 kev. Przy zwiększaniu energii dostarczanej do układu obie wielkości rosną do jonów o średniej energii około 200 kev, a maksymalnej do kilku MeV [20,37-39]. Poniżej omówione zostaną najważniejsze wyniki pomiarów jonowych uzyskanych na układach PF-1000 i PF-360 w latach poprzedzających prace autora Pomiary integralne w funkcji czasu Wykorzystanie kamer typu pinhole pozwala na uzyskanie informacji o ukształtowaniu wiązek jonowych padających na diafragmę wejściową. Pomiary prowadzone za pomocą detektorów śladowych pozwalają wyznaczyć rozkład przestrzenny i przybliżoną charakterystykę energetyczną emitowanych jonów (Rys. 2.1). 27

28 Rys Typowy obraz uzyskany z wyładowania plasma focus w jonowej kamerze otworkowej rejestrującej deuterony o energiach 0,9 1,5 MeV [20]. Wyniki badań przeprowadzonych na układach typu PF w Świerku od lat 80-tych ubiegłego wieku pokazały że wiązki jonowe emitowane wzdłuż osi układu tworzą koncentryczne struktury składające się z szeregu mikrowiązek oraz grupy śladów skupionej wokół osi symetrii układu (Rys 2.2). 10 mm Rys Mapa gęstości śladów jonowych uzyskanych za pomocą detektora śladowego znajdującego się w kamerze otworkowej w układzie PF-360 z pojedynczego wyładowania w warunkach E 0 = 130 kj, p 0 = 10,5 hpa D 2.Wartości przy obszarach oznaczają liczbę jonów i wielkość danego pola [40]. Przesłonięcie detektorów śladowych filtrami umożliwiło zbadanie zależności rejestrowanych obrazów od energii tworzących je jonów. Zebrane wyniki pokazały, że 28

29 do detektorów docierają jony (deuterony) o energii nawet powyżej kilku MeV. Zauważono również, że jony wysokoenergetyczne (E > 300 kev) tworzą wyraźnie widoczne wiązki na tle bardziej rozmytych obrazów tworzonych przez jony o niższych energiach (30 kev < E < 300 kev) [20, 40]. Kształt i charakter zarejestrowanych obrazów może być wynikiem emisji z mikroźródeł jonowych, a także odchylania trajektorii jonów pod wpływem pola magnetycznego występującego wokół kolumny gęstej plazmy. Innym wytłumaczeniem takiego ukształtowania wiązek może być oddziaływanie z plazmą i gazem wypełniającym komorę, które poprzez procesy hamowania i rozpraszania silniej wpływają na trajektorie cząstek mniej energetycznych Pomiary z rozdzielczością czasową Badania czasowej charakterystyki emisji jonów z wyładowania Plasma-Focus wykonano przy użyciu detektorów scyntylacyjnych umieszczonych w kamerach otworkowych, bądź bezpośrednio w komorze urządzenia. Aby osłonić się od silnego impulsu światła widzialnego emitowanego podczas wyładowania, detektory przesłonięte były warstwą aluminium. Następnie scyntylatory podłączone były poprzez światłowód do fotopowielacza sprzężonego z oscyloskopem. Sygnały otrzymane z detektorów scyntylacyjnych charakteryzowały się strukturą wielopikową, w której szerokość połówkowa grupy impulsów sięgała 100 ns, i składała się ona z pojedynczych pików o szerokości około 10 ns [40]. Przykładowy sygnał z detektora scyntylacyjnego umieszczonego w kamerze pinhole przedstawiony jest Rys neutrony Xh jony Xh D Rys Przebieg sygnałów zarejestrowanych układzie PF-360 za pomocą detektora scyntylacyjnego umieszczonego w kamerze typu pinhole i sondy neutronowej umieszczonej poza komorą[40]. 29

30 Porównanie sygnałów uzyskanych z kamer pinhole i sygnałów z sond neutronowych umieszczonych na zewnątrz komory pokazało, że używane scyntylatory rejestrują także twarde promieniowanie X. Umożliwiło to zbadanie korelacji czasowych i określenie energii jonów metodą pomiaru czasu przelotu (ToF) [30] Najważniejsze charakterystyki emisji elektronów z układów PF Wraz z wysokoenergetycznymi jonami z układów Plasma-Focus emitowane są również relatywistyczne wiązki elektronowe. Silne strumienie elektronów skierowane są głównie wzdłuż osi układu, w kierunku elektrody wewnętrznej. Pod ich wpływem zachodzi erozja elektrody i emisja promieniowania X z materiału anody. W niektórych układach PF elektroda wewnętrzna stanowi rurę z otworem centralnym, co umożliwia wyprowadzenie cząstek poruszających się w kierunku anody na zewnątrz układu. Określenia energii elektronów dokonano na podstawie pomiarów za pomocą spektrometru magnetycznego. Spektrometr ten wyposażony był w magnes stały, a odchylane elektrony padały na folię metalową, na której zachodziła konwersja do promieniowania X. Następnie promieniowanie to było rejestrowane na kliszy rentgenowskiej. Na Rys. 2.4 pokazane jest przykładowe widmo energii elektronów. gęstość optyczna [a.u.] energia [kev] Rys Widmo energetyczne elektronów uzyskane za pomocą spektrometru magnetycznego, które uzyskano z jednego wyładowania na układzie PF-360 przy U 0 = 32 kv, p 0 = 5,3 hpa D 2.[40]. Pomiary na układzie PF-360 pokazały, że elektrony posiadają energie w przedziale kev. Zauważono, że wraz ze zmniejszeniem ciśnienia gazu roboczego intensywność i szerokość zarejestrowanych widm rośnie. Nie zależą one 30

31 natomiast od napięcia pracy, a także słabo zmieniają się ze zmianą składu gazu roboczego [40] Najważniejsze wyniki pomiarów promieniowania widzialnego Badania spektroskopowe plazmy przy użyciu spektrometru z czasową zdolnością rozdzielczą były prowadzone w ośrodku w Świerku od roku Pomiary przeprowadzano na układzie PF-360 i RPI-IBIS, a także na układzie PF Na podstawie zmierzonych widm określono jakie pierwiastki wchodzą w skład plazmy, a także jej podstawowe parametry koncentrację elektronową i temperaturę. Pomiary w zależności od czasu i położenia dostarczały informację o czasowo-przestrzennej dynamice wyładowania Badania na układzie PF-360 Na układzie PF-360 widma zbierane były z trzech obszarów plazmy, przy różnych czasach ekspozycji i opóźnienia względem momentu maksymalnej kompresji, co zostało przedstawione na rys Rys 2.5. Położenie kolimatora optycznego w trakcie pomiarów na układzie PF-360. Parametry plazmy określano na podstawie szerokości linii deuteru serii Balmera D α, D β lub D γ. Przykładowe widma zarejestrowane na układzie PF-360 przedstawia Rys Jak można zauważyć w małej odległości od elektrod plazma zawierała więcej 31

32 zanieczyszczeń (głównie miedzi), natomiast w większym oddaleniu obserwowano głównie linie czystego deuteru. Wyznaczona na podstawie parametrów linii widmowych koncentracja plazmy zawierała się w granicach cm -3, a maksymalna temperatura elektronowa sięgała 1 kev Intensity [a.u.] a) b) Shot CuI D-gamma CuI D-beta CuII CuI CuI PF-360 (1) U 0 = 30kV, p 0 = 6hPa D 2, Y n =16000 position (1), z = 2.5cm t exp = 100µs N II D-alpha Intensity [a.u.] Shot PF-360 (3) U 0 = 30kV, p 0 =6hPa D 2 Y n = position (3), z = 35cm t exp = 100µs D-delta D-gamma D-beta D-alpha Wavelength [nm] Wavelength [nm] Rys Widma optyczne zarejestrowane na układzie PF-360 w odległości a) 2,5 cm b) 35 cm od końca elektrod.[28] Badania na układzie PF-1000 Pomiary spektroskopowe na układzie PF-1000 prowadzone były w różnych warunkach gazowych i napięciowych. Wyniki tych pomiarów umożliwiły określenie koncentracji elektronowej swobodnych strumieni plazmy w zależności od czasu i parametrów wyładowania. komora PF-1000 kwarcowy kolimator światłowód elektrody obszar pinchu plazmowego Rys Schemat układu eksperymentalnego do zbierania widm optycznych z wyładowań w układzie PF

33 W niektórych eksperymentach na osi urządzenia umieszczane były tarcze wykonane m.in. z wolframu lub kompozytów węglowych. Widma zbierano za pomocą kolimatora umieszczonego na bocznej ścianie komory próżniowej, jak pokazano na Rys. 2.7 [29]. Na podstawie wykonanych badań stwierdzono, że charakter i kształt linii widmowych wyraźnie zmienia się z czasem. Pomiary z długim czasem ekspozycji dostarczają informacji o występujących w plazmie pierwiastkach, nie pozwalają jednak prawidłowo określić parametrów plazmy (patrz Rys. 2.8a). Niektóre linie widmowe pojawiają się w określonym momencie po początku wyładowania zatem możliwe jest zebranie widma tzw. czystej plazmy odpowiednio dobierając czas otwarcia migawki. a) b) długość fali [nm] intensywność [a.u.] intensywność [a.u.] długość fali [nm] Rys Przykładowe widma optyczne zarejestrowane z wyładowań na układzie PF przy czasie ekspozycji: a) 200 µs i b) 0,5 µs od początku wyładowania[29]. 33

34 Koncentracja plazmy określona na podstawie szerokości linii D β wynosiła około cm -3 i zmniejszała się z czasem. Na podstawie zależności czasowej widm określono także moment pojawiania się linii zanieczyszczeń (tj. materiału z elektrod) równy około 6 µs. Świecenie plazmy utrzymywało się dużo dłużej - linie deuteru obserwowano nawet powyżej 100 µs po momencie maksymalnej kompresji [28-29], czyli tak długo dopóki napięcie między elektrodami i natężenie prądu płynącego przez układ umożliwiają jonizację gazu i istnienie gęstej, gorącej plazmy. 34

35 3. Sformułowanie głównej tezy rozprawy 3.1. Uzasadnienie i sformułowanie tezy Na podstawie przedstawionych powyżej wyników badań (mimo zgromadzenia dużej ilości danych eksperymentalnych) stwierdzono, że zachodzi potrzeba dokładniejszego zbadania emisji jonowej i elektronowej z układów PF-1000 i PF-360. Pomiary widm optycznych plazmy powinny przy tym stanowić uzupełnienie takich badań, pozwalając na określenie dynamiki wyładowań i wyznaczenie zmian koncentracji plazmy. W układzie PF-360 przeprowadzono wcześniej dość szczegółowe badania jonów i elektronów[31,40], ale potrzeba dalszych eksperymentów wynikła z możliwości zastosowania lepszych detektorów i urządzeń pomiarowych. Natomiast w układzie PF emisja jonów i elektronów była wcześniej zbadana tylko wyrywkowo i brak było jej pełniejszego opisu. Ponadto potrzebna była dokładniejsza analiza teoretyczna zgromadzonych wyników, w tym numeryczna symulacja zachowania cząstek w sznurze plazmowym. Kierując się powyższymi spostrzeżeniami, autor sformułował następującą tezę: Szczegółowe pomiary wiązek jonowych i elektronowych emitowanych podczas wyładowań Plasma-Focus z wykorzystaniem kamer typu pinhole i odpowiednich spektrometrów powinny umożliwić wyciągnięcie wniosków odnośnie wewnętrznej struktury kolumny plazmowej (pinchu) i rozmieszczenia źródeł szybkich jonów Sformułowanie szczegółowych zadań badawczych W celu udowodnienia powyższej tezy zaplanowane zostały następujące zadania badawcze: 1. Wykonanie pomiarów struktury wiązek jonowych za pomocą kamer typu pinhole wyposażonych w jądrowe detektory śladowe. Kamery te należy umieścić wzdłuż osi symetrii układu Plasma-Focus i pod wybranymi kątami. 2. Zbadanie zmienności rejestrowanych obrazów jonowych w zależności od energii jonów (z wykorzystaniem filtrów Al o różnej grubości) i warunków wyładowania. 35

36 3. Zbadanie dynamiki wiązek jonowych za pomocą kamer wyposażonych w miniaturowe scyntylatory (tj. wykonanie pomiarów rozwiniętych w czasie). 4. Wykonanie pomiarów widma energetycznego jonów emitowanych z plazmy, m.in. za pomocą miniaturowego spektrometru typu Thomsona wyposażonego w jądrowe detektory śladowe. 5. Określenie momentu generacji jonów na podstawie pomiarów z wykorzystaniem spektrometru Thomsona wyposażonego w miniaturowe detektory scyntylacyjne. 6. Wykonanie pomiarów widma energetycznego i struktury wiązek elektronowych emitowanych wzdłuż osi symetrii układu Plasma-Focus, w kierunku przeciwnym, jak również zgodnym z kierunkiem ruchu warstwy prądowej. 7. Określenie koncentracji elektronowej plazmy na podstawie pomiarów wykonanych metodami optycznej spektroskopii emisyjnej. 8. Przeprowadzenie numerycznych symulacji (tj. modelowania) ruchu jonów w otoczeniu włókien (filamentów) prądowych oraz porównanie otrzymanych wyników symulacji z rezultatami pomiarów. Realizacja sformułowanych wyżej zadań zostanie opisana w następnych rozdziałach dysertacji. 36

37 4. Opis układów eksperymentalnych 4.1. Opis układu PF-360 Układ plazmowy PF-360 jest układem Plasma-Focus typu Mathera, zbudowanym i zlokalizowanym Ośrodku Jądrowym w Świerku. Zewnętrzna elektroda jest miedzianym cylindrem o średnicy 170 mm. Wewnętrzną elektrodę o średnicy 120 mm tworzy miedziany, pusty w środku walec, na którego końcu znajduje się otwór o średnicy 40 mm. Obie elektrody mają długość 300 mm. Pomiędzy elektrodami znajduje się specjalnie ukształtowany, walcowy izolator o długości 80 mm, wykonany z ceramiki alundowej (Al 2 O 3 ) [28, 30, 40]. Komora urządzenia zbudowana jest ze stali nierdzewnej. Schemat i widok ogólny urządzenia przedstawiają Rys. 4.1 i 4.2. komora próżniowa kamery jonowe spektrometr optyczny izolator elektrody pinch plazmowy komora próżniowa kamery jonowe spektrometr Thomsona liczniki neutronów pas Rogowskiego Rys Schemat układu PF-360 z zaznaczonymi portami diagnostycznymi. a) b) elektroda zewnętrzna IPC (45 ) IPC (0 ) elektroda wewnętrzna Rys Fotografie układu PF-360: a) komora próżniowa wraz z zamontowanymi kamerami typu pinhole, b) wylot koncentrycznych elektrod. 37

38 Wysokoprądowe wyładowania zachodziły przy napięciu początkowym równym kv. Energia do układu dostarczana była z baterii kondensatorów o pojemności 234 µf. Maksymalny prąd płynący przez układ był równy 1,8 MA. Urządzenie przygotowywano do eksperymentu poprzez odpompowanie komory układu do ciśnienia 10-6 hpa. Następnie komora napełniania była czystym deuterem do ciśnienia około 6 hpa. Podstawowymi narzędziami diagnostycznymi przy układzie PF-360 były: cewka Rogowskiego służąca do pomiaru prądu płynącego przez układ, sondy neutronowe pozwalające wyznaczyć liczbę neutronów emitowanych podczas wyładowania, a także detektor promieniowania X, służący do ustalania korelacji czasowej. Dodatkowo używano innych urządzeń, służących do pomiarów wiązek jonów, elektronów oraz promieniowania widzialnego emitowanego przez plazmę. Urządzenia te zostaną opisane w kolejnym rozdziale. Przykładowy przebieg prądu w układzie przedstawiony jest na rys 4.3. Czas pomiędzy początkiem wyładowania, a momentem maksymalnej kompresji warstwy prądowej (widocznym jako gwałtowny wzrost wartości prądu) wynosił od 4,5 do 5 µs. Liczba neutronów emitowanych podczas jednego wyładowania zawierała się w granicach od 10 8 ( słaby strzał ) do ( dobry strzał ). Rys Przykładowe przebiegi prądu i napięcia podczas wyładowania w układzie PF-360 (U 0 = 33 kv, p 0 = 12 hpa D 2 ). 38

39 4.2. Opis układu PF-1000 Układ PF-1000 jest, podobnie jak układ PF-360, układem Plasma-Focus typu Mathera. Urządzenie to znajduje się w Instytucie Fizyki Plazmy i Laserowej Mikrosyntezy w Warszawie. Widok ogólny urządzenia i wnętrze komory przedstawia Rys a) b) kolimator optyczny interferometr Macha-Zendera IPC elektrody Rys Zdjęcia układu PF-1000 oraz wnętrza komory z widocznymi elektrodami. Wewnętrzną elektrodę układu PF-1000 stanowi miedziany cylinder o średnicy 23,1 cm. Zakończenie cylindra było wielokrotnie modyfikowane. Pierwotnie wykonane było z miedzianej tarczy z centralnym otworem o średnicy 5 cm. Podczas kolejnej sesji eksperymentalnej otwór ten zaślepiono wkładką wykonaną z czystego wolframu, a następnie wkładkę wyjęto, zastępując ją impulsowym zaworem gazowym. Elektroda zewnętrzna zbudowana jest z dwunastu stalowych rur o średnicy 8 cm każda. Rury te rozmieszczone są na okręgu o średnicy 40 cm. Długość obu elektrod wynosi 46 cm. Całość umieszczona jest w dużej komorze próżniowej, o średnicy 1,4 m i długości 2,5 m [29, 31-32]. Schemat układu z zaznaczeniem rozmieszczenia podstawowych diagnostyk pokazano na Rys Układ zasilany był z baterii kondensatorów o pojemności 1332 µf. Wyładowania były inicjowane przy napięciu kv, co odpowiadało energii w zakresie kj. Maksymalny prąd wynosił 2 MA. Czas pomiędzy początkiem wyładowania, a momentem maksymalnej kompresji warstwy prądowej był równy 5 6 µs. Podczas opisywanych eksperymentów komorę urządzenia odpompowywano początkowo do ciśnienia 10-6 hpa, a następnie napełniano czystym deuterem do 39

40 ciśnienia od 1 do 4 hpa, przy czym w danej sesji eksperymentalnej ciśnienie gazu w komorze nie było zmieniane. Podczas jednego wyładowania emitowanych było od 10 8 ( słaby strzał ) do ( dobry strzał ) neutronów. spektrometr optyczny komora próżniowa kamery jonowe spektrometr magnetyczny kondensatory iskiernik kamery jonowe spektrometr Thomsona kamery jonowe liczniki neutronowe detektory promieniowania X interferometr M-Z Rys Schemat urządzenia PF-1000 i rozmieszczenie używanych diagnostyk. Parametry pracy urządzenia określano posługując się kilkoma narzędziami diagnostycznymi. Były to: cewka Rogowskiego umożliwiająca pomiar prądu, liczniki neutronowe, detektor twardego promieniowania rentgenowskiego używany do określania momentu maksymalnej kompresji oraz system interferometryczny umożliwiający zobrazowanie kształtu i zmian gęstości sznura plazmowego. Dodatkowe urządzenia diagnostyczne, używane przez autora pracy, zostaną opisane w kolejnym rozdziale. 40

41 5. Wyposażenie pomiarowe Wysokoenergetyczne cząstki naładowane oraz promieniowanie emitowane z plazmy mogą być rejestrowane przez różnego rodzaju detektory. Dobór odpowiedniego detektora (układu detekcyjnego) powinien uwzględniać rodzaj i energię cząstek, a także warunki panujące w jego otoczeniu. Poniżej przedstawione zostaną techniki i urządzenia wykorzystywane do detekcji jonów, elektronów oraz światła emitowanego przez plazmę wytwarzaną w wyładowaniach typu Plasma-Focus Opis metod i urządzeń stosowanych do pomiarów wiązek jonów W celu rejestracji wiązek jonowych emitowanych z plazmy wykorzystano dielektryczny detektor śladowy. Detektory takie służą do rejestracji ciężkich cząstek naładowanych, a jednocześnie są mało wrażliwe na szybkie elektrony i promieniowanie elektromagnetyczne. Padający na detektor jon pozostawia wzdłuż swojego toru obszar zwiększonej aktywności chemicznej o rozmiarach rzędu kilku nanometrów. Po wytrawieniu w odpowiednich warunkach ślady te uwidaczniają się w postaci kraterów widocznych pod mikroskopem optycznym. Detektory śladowe nie są zakłócane przez promieniowanie plazmy i szum elektromagnetyczny, a także są odporne na krótkotrwałe udary cieplne [41], wobec czego można je umieszczać blisko plazmowego źródła jonów. Dodatkową zaletą jest bardzo wysoka, niemal 100% czułość takich detektorów. Detektory śladowe można podzielić ze względu na materiał, z którego są wykonane. Mogą to być m.in. minerały, szkła, kryształy, bądź polimery. Materiały te posiadają charakterystyczny próg detekcji i są czułe na określony rodzaj cząstek. Przykładowo, kryształy są czułe na ciężkie jony (Z 20) i nie rejestrują wysokoenergetycznych protonów, natomiast detektory plastikowe (polimerowe) rejestrują ślady protonowe i nie są wrażliwe na promieniowanie β i γ [42]. Ponieważ kratery jonowe mają średnice rzędu pojedynczych mikrometrów, sam detektor może mieć milimetrowe wymiary. Umożliwia to wprowadzenie go do nawet małego układu eksperymentalnego. Do wad detektorów śladowych należy konieczność ich długotrwałej obróbki, a co za tym idzie brak możliwości odczytu informacji on-line. Detektory te dokonują sumowania sygnałów po czasie ekspozycji, zatem nie nadają się do rejestrowania szybkich zmian 41

42 strumieni jonowych. Średnice kraterów zmieniają się wraz ze zmianą energii jonu, ale dla krótkich czasów trawienia zmiany te są niewielkie. Poza tym, określenie rodzaju (masy) jonów na podstawie wyglądu śladów jest trudne. Z tego powodu analiza energetyczna rejestrowanych jonów jest mało dokładna. Pomimo wspomnianych wad dielektryczne detektory śladowe są tanim i łatwym w obsłudze narzędziem diagnostycznym, nie wymagającym specjalistycznego wyposażenia laboratoryjnego Detektory scyntylacyjne Do zaobserwowania zmian przebiegów strumieni jonów w czasie można wykorzystać scyntylatory sprzężone z detektorem światła. Promieniowanie, jony oraz neutrony przechodzące przez scyntylator powodują powstanie w jego wnętrzu tzw. scyntylacji, czyli błysków światła. Światło to może być następnie skierowane do fotopowielacza, analizatora amplitudy, lub innego układu detekcyjnego. Możemy wyróżnić kilka typów scyntylatorów, m. in. scyntylatory organiczne, nieorganiczne, a także gazowe. Po wpływem padającego promieniowania materiał scyntylatora zostaje wzbudzony, a następnie emituje promieniowanie widzialne. Każdy scyntylator można scharakteryzować takimi wielkościami jak: czas reakcji, wydajność i rozdzielczość energetyczna, przy czym dobór odpowiedniego detektora zależy od jego zastosowania. W badaniach widma promieniowania ważna jest energetyczna zdolność rozdzielcza, natomiast przy pomiarach czasu przelotu jonów dużą rolę odgrywa czas reakcji scyntylatora na promieniowanie im krótszy, tym dokładniejsze mogą być wyniki. Detektorem używanym przy czasowo-rozdzielczych pomiarach jonów emitowanych z układów PF był scyntylator NE102A. Jest to szybki scyntylator organiczny (suma czasu narastania i opadania impulsu wynosi około 3 ns) przydatny do rejestrowania szybkich protonów, promieni X oraz neutronów [43]. Detektor ten połączony był poprzez światłowód z fotopowielaczem, a następnie sygnał z fotopowielacza rejestrowano na oscyloskopie Filtry absorpcyjne (folie Al) Jak wspomniano w rozdziale drugim, wyładowanie Plasma-Focus jest silnym źródłem promieniowania widzialnego. Ponieważ używane scyntylatory są 42

43 przezroczyste, światło to padając na detektor przechodziłoby przez niego i trafiało na fotopowielacz, uniemożliwiając tym samym rejestrację scyntylacji. Aby tego uniknąć przed scyntylatorem należy umieścić światłoszczelny filtr. Zadanie to dobrze spełniają folie aluminiowe odpowiedniej grubości. Prócz osłony od światła folie takie pełnią rolę filtra przepuszczającego jony o energii powyżej pewnej wartości. Najczęściej wykorzystywanymi były folie Al o grubości 0,75 µm, 1,5 µm, 3 µm, 6 µm. Zależność energii cząstki po przejściu przez filtr od energii cząstki padającej przedstawiona jest na Rys H + Output energy [kev] energia jonu za fiktrem[kev] ,75 µm Al D + 1,5 µm Al 3 µm Al 6 µm Al energia jonu [kev] Input energy [kev] Rys Zależność energii cząstki przechodzącej od energii cząstki padającej, dla jonów wodoru i deuteru, dla folii aluminiowych o różnych grubościach [44]. Dzięki zastosowaniu filtrów możliwe jest zbadanie struktury wiązek jonowych złożonych z jonów o energiach powyżej określonego progu, a tym samym wykonanie przybliżonej analizy energetycznej emitowanych strumieni jonowych Spektrometr Thomsona Spektrometr jonowy typu Thomsona jest znanym urządzeniem pomiarowym, które pozwala określić stosunek energii do ładunku oraz stosunek masy do ładunku dla badanych jonów [45-46]. Uproszczony schemat spektrometru przedstawiono na Rys Elementem analizującym są równoległe pola elektryczne i magnetyczne. Odchylenie toru lotu jonu w polu magnetycznym jest prostopadłe do pola i proporcjonalne do stosunku ładunku do pędu. Pole elektryczne odchyla tor w swoim kierunku, proporcjonalnie do stosunku ładunku do energii. W wyniku działania obu pól 43

44 jony o jednakowym stosunku ładunku do masy tworzą w płaszczyźnie detekcji krzywą paraboliczną. kolimator magnesy stałe elektrody odchylające trajektorie jonów płaszczyzna detekcji wiązka jonów Rys Schemat spektrometru typu Thomsona. Jony o różnych energiach padają na detektor w różnych punktach tej paraboli bardziej energetyczne bliżej wierzchołka, mniej energetyczne dalej. Znając skład pierwiastkowy gazów użytych w eksperymentach i dysponując kalibracją energetyczną spektrometru otrzymanym krzywym przypisuje się jony określonego pierwiastka i rodzaju (Rys. 5.3). Na podstawie rozkładu liczby jonów w na paraboli można określić ich widmo energetyczne. M i /q i Ei (q =1)[keV] Rys.5.3. Parabole otrzymane w spektrometrze typu Thomsona uzyskane podczas wyładowania na układzie RPI-IBIS. Widoczne są parabole protonowa, azotowa i molibdenowa, a także linia zerowa uzyskana przy wyłączonym napięciu odchylającym.[47]. W płaszczyźnie detekcji spektrometru można umieścić wspomniane wcześniej detektory śladowe. Otrzymuje się wtedy zintegrowany po czasie obraz, na podstawie którego można wyznaczyć widmo energetyczne jonów [47]. Użycie miniaturowych 44

45 scyntylatorów umieszczonych w odpowiednich punktach paraboli umożliwia wyznaczenie momentu rejestracji jonów o określonych energiach Opis metod i urządzeń stosowanych do pomiarów wiązek elektronów Promieniowanie hamowania (Bremsstrahlung) Strumień wysokoenergetycznych elektronów uderzający w metalową folię wywołuje emisję promieniowania X. Powstaje ono wskutek przyspieszania elektronów w polach elektrycznych atomów, lub też w wyniku wybicia elektronu z dolnych powłok atomów wchodzących w skład folii. Promieniowanie to może być rejestrowane za pomocą klisz fotograficznych, detektorów półprzewodnikowych, scyntylacyjnych, itp Spektrometr magnetyczny elektronów W spektrometrze elektronowym używanym w badaniach opisanych w kolejnym rozdziale wykorzystano fakt, że na poruszający się w polu magnetycznym elektron działa siła Lorentza prostopadła do prędkości (5.2). Pod wpływem tej siły tor ruchu zakrzywia się, formując okrąg o promieniu r, nazywanym promieniem Larmora (5.3), o wartości zależnej od prędkości (a zatem i energii) cząstki. r r r F = ev B (5.2) mev r = (5.3) eb Odpowiednio ustawiając detektor elektronów, w różnych punktach jego powierzchni zostaną zarejestrowane elektrony o różnych energiach. W ten sposób uzyskuje się informację o ich widmie energetycznym. Na rys przedstawiony jest schemat prostego spektrometru magnetycznego używanego przez autora rozprawy. Rolę detektora pełniły dwa paski kliszy rentgenowskiej owinięte kilkoma warstwami 10 µmfolii aluminiowej. Rejestrowały one promieniowanie hamowania pochodzące od elektronów, przy czym pierwszy film służył jednocześnie za detektor i filtr dla filmu umieszczonego za nim. 45

46 Rys 5.5. Schemat spektrometru magnetycznego elektronów zbudowanego w Świerku[48] Opis metod i urządzeń stosowanych do badań promieniowania widzialnego Informacje o dynamice plazmy, rozwoju oraz kształcie warstw i włókien prądowych można uzyskać rejestrując promieniowanie widzialne emitowane przez plazmę. W tym celu wykorzystuje się kamery CCD, wyposażone w filtry optyczne, a przy krótkich czasach ekspozycji, także w odpowiednie układy wzmacniające światło. szczelina wejściowa soczewka korygująca soczewka korygująca zwierciadło kolimujące siatka Echelle kamera pryzmat zwierciadło skupiające soczewka korygująca szczelina wyjściowa Rys Schemat rozmieszczenia elementów optycznych w spektrometrze Mechelle.[49]. 46

47 Więcej informacji o składzie i parametrach plazmy uzyskuje się badając widmo emitowanego światła. Używa się do tego różnego rodzaju spektrometrów optycznych różniących się takimi parametrami jak czas ekspozycji, szerokość zbieranego widma, rozdzielczość, itp. Spektrometrem wykorzystywanym w pomiarach przez autora pracy było urządzenie Mechelle 900 [50]. Był on wyposażony w element dyspersyjny w postaci siatki odbiciowej typu Echelle połączonej z pryzmatem rozdzielającym poszczególne rzędy dyfrakcji (patrz rys. 5.6). Dzięki takiej konstrukcji możliwe jest otrzymanie dobrej zdolności rozdzielczej w dużym zakresie długości fal, przy jednoczesnych niewielkich wymiarach urządzenia. Rozdzielczość spektrometru wynosiła λ/ λ 900. Poszerzenie aparaturowe linii zawierało się w granicach 3 6 Å [32]. Otrzymane widmo rejestrowane było kamerą CCD Sensicam. Czas otwarcia migawki wynosił od 100 ns do 50 ms, i mogła być ona uruchomiona w wybranej chwili po przyjściu sygnału wyzwalającego. Światło z wyładowania plazmowego zbierane było za pomocą kwarcowego kolimatora z obszaru o średnicy 1 cm, a następnie kierowane światłowodem (wykonanym z MgF) na otwór wejściowy spektrometru. Kolimator umieszczano tak, by obserwował plazmę w wybranej odległości od końca elektrod. Kąt pomiędzy kierunkiem patrzenia a osią układu zbliżony był do kąta prostego Opis innych metod i urządzeń diagnostycznych Obok wspomnianych wyżej urządzeń pomiarowych, istnieje jeszcze wiele innych metod diagnostycznych. Poniżej wymienione są najważniejsze z nich Półprzewodnikowe detektory jonów Detektory takie składają się z warstwy półprzewodnika z dołączonymi do niej elektrodami doprowadzającymi napięcie i służącymi do odbioru sygnału [51]. Jon padając na półprzewodnik powoduje powstanie w nim par ładunków swobodnych elektron dziura. Ładunki te pod wpływem przyłożonego napięcia wędrują w stronę elektrod. Liczba wygenerowanych par, a tym samym wysokość sygnału rośnie wraz ze wzrostem energii jonu. Detektory takie mogą służyć do pomiarów emitowanych jonów z rozdzielczością czasową, a po wyposażeniu w odpowiednie elektrody, także z 47

48 rozdzielczością przestrzenną. Do detektorów tego typu należą detektory krzemowe, diamentowe oraz germanowe. Głównym problemem w użytkowaniu tego typu detektorów jest ich podatność na niszczenie pod wpływem promieniowania i temperatury (po dłuższym użytkowaniu w strukturze półprzewodnika kumulują się defekty sieci, co wpływa negatywnie na parametry detektora) Kolektory typu Faradaya Kolektor typu Faradaya, przedstawiony na rys. 5.7, jest urządzeniem służącym do pomiaru natężenia prądu niesionego przez cząstki naładowane padające na jego powierzchnię [52]. W najprostszym wypadku składa się ono z osłoniętej elektrody podłączonej do oscyloskopu. Wyposażenie kolektora w dodatkowe siatki ekranujące lub magnesy pozwala ograniczyć niepożądane efekty (np. wtórnej emisji elektronów). Na podstawie otrzymanych sygnałów można wyznaczyć intensywność wiązki, bądź ładunek jonów padających na detektor. kolektor siatka ekranująca siatka wejściowa jony elektrony siatki kontrolne Rys Schemat budowy kolektora typu Faradaya Elektrostatyczny analizator jonów Analizator elektrostatyczny służy do pomiaru intensywności wiązek jonowych (lub elektronowych) o określonych energiach. Schemat urządzenia przedstawia Rys Składa się ono z kolimatora wejściowego, elektrod odchylających i detektora jonów [53]. Napięcie przyłożone do elektrod powoduje zakrzywienie toru ruchu jonów. Tylko jony o określonej wartości iloczynu energii i ładunku przechodzą przez kanał analizatora. Na podstawie zależności sygnałów od czasu można określić krotność jonizacji. 48

49 elektrody odchylające strumień jonów diafragma wejściowa trajektorie jonów diafragma wyjściowa detektor Rys Schemat budowy analizatora elektrostatycznego Pomiary interferometryczne W interferometrach laserowych pojedyncza wiązka światła dzielona jest na dwie wiązki. Jedna z nich przechodzi przez badany obiekt, a druga przez ośrodek referencyjny (np. powietrze) a następnie interferują one ze sobą dając w wyniku obraz w postaci prążków. W badaniach plazmowych wykorzystuje się fakt zależności współczynnika załamania od koncentracji elektronowej. Zmiana tego współczynnika wzdłuż drogi promienia wpływa na kształt uzyskiwanego obrazu, w szczególności liczbę i rozmieszczenie rejestrowanych prążków interferencyjnych. W celu wyznaczenia wartości koncentracji plazmy w układach o symetrii cylindrycznej zakłada się symetrię osiową badanej plazmy, aby wykorzystując metodę abelizacji obliczyć uśrednione wzdłuż drogi obserwacji zmiany współczynnika załamania, a następnie elektronowej gęstości plazmy [54-57] Pomiar promieniowania rentgenowskiego Jednym z efektów towarzyszących istnieniu gorącej plazmy jest emisja promieniowania rentgenowskiego. Pomiary intensywności i widma tego promieniowania może dostarczyć informacji o strukturze i właściwościach kolumny plazmowej. Do tego celu służą kamery i spektrografy rentgenowskie. Jako elementy czułe na promieniowanie mogą służyć klisze rentgenowskie, diody półprzewodnikowe lub też innego rodzaju detektory (np. scyntylatory, wzmacniacze obrazu, itp.) W 49

50 spektrografach rentgenowskich rejestrowane jest widmo promieniowania, na podstawie którego można określić m.in. temperaturę i skład plazmy Zjawisko Czerenkowa Cząstka naładowana poruszająca się w przezroczystym ośrodku z prędkością większą od prędkości fazowej światła w tym ośrodku emituje promieniowanie, nazywane promieniowaniem Czerenkowa. Sposób emisji przedstawia rys. 5.4, przy czym kąt stożka światła zależy od prędkości cząstki i współczynnika załamania ośrodka. Ważną cechą zjawiska jest jego progowy charakter. Cząstki mogą emitować światło, o ile ich prędkość (a zatem i energia) przekracza pewną wartość, charakterystyczną dla danego materiału [58-59]. Stosując różne radiatory lub przesłaniając je różnymi filtrami można skonstruować pewien rodzaj spektrometru energetycznego. Promieniowanie Czerenkowa emitowane jest z bardzo małym czasem opóźnienia (mniej niż 0,1 ns) i posiada dużą intensywność. Dzięki temu wiązki elektronowe można rejestrować z dobrymi rozdzielczościami przestrzennymi i czasowymi. Promieniowanie Czerenkowa e - θ cos θ = c nv Rys Emisja promieniowania Czerenkowa Detekcja neutronów Przy wykorzystaniu deuteru jako gazu roboczego w gęstej, gorącej plazmie zachodzą reakcje syntezy D-D. Jednym z produktów tych reakcji są neutrony o energii (w układzie środka masy) wynoszącej 2,45 MeV. Jako detektory neutronów wykorzystywane są scyntylatory oraz detektory półprzewodnikowe (krzemowe, diamentowe). Trzecią metodą jest metoda aktywacyjna pomiaru strumienia neutronów, 50

51 która polega na pomiarze aktywności (promienistej) odpowiednio dobranych izotopów, po naświetleniu ich neutronami. Neutrony są cząstkami słabiej oddziałującymi z materiałem scyntylatora niż promieniowanie rentgenowskie lub jony. W neutronowych sondach scyntylacyjnych zastosować trzeba albo grubą warstwę scyntylatora, albo dodatkowy konwerter neutronów na innego rodzaju promieniowanie. Oba sposoby znalazły zastosowanie w praktyce. Cząstki neutralne (jak neutrony) padające na detektor półprzewodnikowy nie powodują rozdzielenia ładunków, dlatego konieczna jest konwersja neutronów na prędkie jony lub promieniowanie gamma. Konwersja taka może zachodzić w samym półprzewodniku, lub w sprzężonym z nim materiale. Najczęściej wykorzystywanym detektorami tego typu są detektory krzemowe bądź detektory diamentowe [60-61]. Zaletą tych ostatnich jest możliwość detekcji prędkich neutronów z reakcji syntezy, dzięki zachodzących w diamencie reakcjach neutronu z węglem, m.in: 12 C + n 9 Be + 4 He (5.4) W detektorach aktywacyjnych do pomiaru strumieni neutronów wykorzystuje się reakcje jądrowe zachodzące podczas oddziaływania neutronów z wybranymi izotopami. Spośród wielu różnych reakcji jądrowych najczęściej wykorzystuje się reakcje z izotopami srebra [62-63]: 109 Ag + n γ Ag 110 Cd + β oraz 107 Ag + n γ Ag 108 Cd + β - Pomiar promieniowania β i γ odbywa się za pomocą odpowiednich urządzeń [64-66]. Przytoczone reakcje mają największy przekrój czynny dla neutronów termicznych (sięgający kilkudziesięciu barnów). W celu pomiaru neutronów prędkich należy wykorzystać moderator, np. blok parafinowy otaczający detektor. Istnieją również izotopy wchodzące w reakcje z neutronami o charakterze progowym, m.in.: 89 Y + n (z progiem 1,2 MeV), 177 Hf + n (z progiem 1,3 MeV), 90 Zr + n (z progiem 12,2 MeV) oraz 92 Mo + n (z progiem 12,8 MeV). Reakcje te są interesujące ze względu na fakt, że pozwalają uniknąć zakłóceń pochodzących od neutronów termicznych rozproszonych na otoczeniu badanego układu [67-69]. 51

52 Pomiar parametrów prądu wyładowania w układzie typu PF Pomiar natężenia prądu płynącego przez elektrody jest podstawową, a jednocześnie bardzo ważną diagnostyką każdego układu PF. Na podstawie przebiegu jego pochodnej można określić moment wystąpienia fazy maksymalnej kompresji plazmy. Najczęściej pomiaru tego dokonuje się za pomocą cewki Rogowskiego [70] otaczającej kolektor (elektrodę wewnętrzną). Rys. 1.8 i 4.3 przedstawiają zmienność natężenia i pochodnej prądu. Moment maksymalnej kompresji odpowiada (lokalnemu) minimum pochodnej, czyli szybkiemu spadkowi wartości natężenia. Jak wspomniano w rozdziale pierwszym związane jest to m.in. ze wzrostem oporności plazmy i wytwarzaniem się wysokich napięć w kolumnie pinchu. 52

53 6. Wyniki najnowszych badań na układach PF-360 i PF Badania struktury przestrzennej strumieni jonów Pomiary kształtu i struktury wiązki jonów emitowanych podczas wyładowań wykonano przy pomocy kamer otworkowych (typu pinhole) wyposażonych w jądrowe detektory śladowe typu PM355. Poznanie struktury wiązek jonowych ważne jest przy interpretacji mechanizmów prowadzących do emisji jonów oraz budowy kolumny pinchu. Schemat używanej kamery przedstawia Rys Konstrukcja obrazów opiera się na prawach optyki geometrycznej przy założeniu, że jony poruszają się po liniach prostych. Założenie to jest spełnione już w niewielkiej odległości od kolumny pinchu (kilku cm). Wpływ pola magnetycznego na trajektorię jonów jest pomijalnie mały [71]. Natomiast wewnątrz sznura plazmowego, pole magnetyczne może być na tyle silne, że trajektorie jonów o energiach nawet do kilku MeV nie są prostoliniowe. Dodatkowym czynnikiem wpływającym na energie i trajektorie jonów jest obecność gazu roboczego w komorze urządzenia. Z tego względu pomiary kamerami jonowymi dostarczają informacji o kształcie i energii wiązek jonów docierających do detektora. a) 3 cm 4 cm 4 cm φ 0,5 mm mocowanie detektora scyntylatory światłowody b) Rys Schemat budowy kamery otworkowej używanej do pomiarów wiązek jonowych (a) i geometria powstawania obrazu jonowego (b). Własności jonów generowanych wewnątrz kolumny pinchu, lub opuszczających ją mogą być określane jedynie w sposób pośredni, np. uwzględniając hamowanie w plazmie lub otaczającym gazie. W oparciu o znajomość składu gazu roboczego, 53

54 dostępną literaturę i kalibracje detektora stwierdzono, że obrazy jonowe tworzone są głównie przez wysokoenergetyczne (30 kev < E <1,5 MeV) deuterony oraz protony [20,40,72-73] Badania na układzie PF-360 Wprowadzenie kamery przez okno diagnostyczne znajdujące się na ścianie czołowej układu PF-360 umożliwiało zbadanie struktury wiązek jonowych emitowanych wzdłuż osi, w kierunku zgodnym z kierunkiem poruszania się warstwy prądowej. Wykorzystane kamery pozwalały na uzyskiwanie różnych powiększeń odwzorowania elektrod na płaszczyźnie detekcji. Badania wiązek emitowanych wzdłuż osi układu PF-360 przeprowadzono przy użyciu kamery jonowej, w której odległość między otworem wlotowym, a płaszczyzną detekcji wynosiła 7 lub 3 cm, a sama kamera umieszczana była 60, 85 lub 100 cm od końca elektrod. Ciśnienie deuteru w komorze wynosiło 6 hpa, a napięcie pracy układu 30 kv. Detektor umieszczano w takiej odległości od diafragmy wejściowej, by obejmował od odwzorowanie elektrody zewnętrznej. Po nałożeniu geometrycznego odzwierciedlenia elektrod można zauważyć, że obrazy jonowe tworzą odwzorowanie kolumny plazmy i obszaru międzyelektrodowego. Obraz jonowy uzyskany z dwóch wyładowań na układzie PF-360 przedstawia Rys gęstość kraterów [cm -2 ] pozycja [mm] Rys Obraz jonowy zarejestrowany przy użyciu kamery otworkowej umieszczonej na osi układu PF-360 w odległości 40 cm od końca elektrod oraz profil gęstości kraterów wzdłuż średnicy zaznaczonej żółtą przerywaną linią. 54

55 Powiększenie dobierano tak, by widoczny był obszar elektrody zewnętrznej. Zastosowanie filtrów aluminiowych o grubościach 0,75; 1,5 i 3 µm pozwoliło rejestrować obrazy tworzone przez protony i deuterony o energiach powyżej 120, 220 i 380 kev (uwzględniając próg detekcji) a tym samym zbadać zmienność wiązek w zależności od energii jonów. Porównanie obrazów wykonanych z różnymi filtrami przedstawia Rys a) b) Rys Obrazy jonowe zarejestrowane z użyciem kamer umieszczonych na osi urządzenia PF-360. a) bez filtru (górna połowa, E i > 30keV) i z filtrem 3 µm Al (dolna połowa, E D > 380keV), b) z filtrem 1,5 µm Al (E D > 220keV). Pierścieniowa struktura w obszarze elektrody zewnętrznej utworzona jest głównie z jonów o niskich energiach. Jony te tworzą również wiele mikrowiązek o milimetrowych średnicach. Cząstki bardziej energetyczne, przechodzące przez użyte filtry, skupiają się głównie wokół osi symetrii układu. Mikroskopowa analiza kraterów jonowych wzdłuż linii zaznaczonych na Rys 6.2 i 6.3 pozwoliła wyznaczyć profil gęstości jonów na zarejestrowanych obrazach. Policzenie i zmierzenie pojedynczych kraterów w wiązkach o dużej koncentracji może okazać się niemożliwe, dlatego też wykonuje się pomiary przy wykorzystaniu wspomnianych wyżej filtrów. Ogranicza się w ten sposób liczbę cząstek docierających do detektora, dzięki czemu łatwiejsze staje się wyznaczenie lokalnej gęstości oraz wymiarów kraterów. W celu porównania szerokości i intensywności wiązek wykreślono profile gęstości kraterów dla jonów o różnych energiach, co przedstawiono na Rys Wykreślone krzywe posłużyły także do wyznaczenia przybliżonych rozmiarów obszaru emitującego jony, wynoszących 2 cm średnicy i 4 cm długości. Wiązki szybkich jonów z wyładowań Plasma Focus emitowane są w pełnym kącie bryłowym, dlatego równolegle z pomiarami wzdłuż osi symetrii urządzenia 55

56 prowadzono badania emisji jonów pod pewnymi kątami do tej osi. W tym celu kamerę jonową wprowadzono przez okno diagnostyczne znajdujące się na bocznej ściance komory układu PF-360. Dzięki kulowemu zamocowaniu kamery, można było ją skierować w stronę obszaru gorącej plazmy. Wykorzystano detektory bez filtra oraz przesłonięte filtrami 0,75; 1,5 i 3 µm Al. a) E D > 380 kev gęstość kraterów [cm -2 ] gęstość kraterów [cm -2 ] E D > 30 kev gęstość kraterów [cm -2 ] b) b) E D >30 kev Z = 100 cm pozycja [mm] gęstość kraterów [cm -2 ] pozycja [mm] E D >225 kev Z = 100cm pozycja [mm] pozycja [mm] Rys Profile obrazów jonowych uzyskanych w kamerach pinhole umieszczonych na osi układu PF-360 a) w odległości 85 cm, b) w odległości 100 cm od końca elektrod. 5 mm Rys Obraz jonowy zarejestrowany za pomocą kamery umieszczonej pod kątem 60 do osi układu PF-360, z zastosowaniem filtru o 0,75 µm Al. 56

57 Z powodu niejednorodności emisji jonowej [40] i niepowtarzalności wyładowań przy pomiarach pod kątem udało się zarejestrować obraz tylko przy filtrze 0,75 µm Al. Obraz detektora i powiększenia wybranych fragmentów przedstawione są na Rys Badania na układzie PF-1000 Określenie parametrów wiązek jonowych w różnych warunkach pracy było podstawowym celem badań przeprowadzonych przy współudziale autora na układzie PF Skupiano się na określeniu zmian w zależności od energii rejestrowanych jonów oraz kierunku emisji. Kamery jonowe umieszczone były na osi urządzenia oraz pod kątem 55 do tej osi. Aby umożliwić wymianę detektorów lub filtrów w kamerach bez naruszania szczelności komory, zostały one zamocowane za zaworami próżniowymi, otwieranymi na czas wyładowania. Okna diagnostyczne znajdowały się na przedniej, bocznej i tylnej ścianie komory. Na Rys. 6.6 przedstawiono obrazy jonowe uzyskane przy napięciu wyładowania wynoszącym 20 kv i ciśnieniu w komorze równym 1 hpa # IPC6 1,5 µm Al (ED>220 kev) # IPC10 3 µm Al (ED>380 kev) # IPC9 6 µm Al (ED>700 kev) # IPC11 1,5 µm Al (ED>220 kev) # IPC12 3 µm Al (ED>380 kev) # IPC13 6 µm Al (ED>700 kev) Rys Obrazy jonowe zarejestrowane za pomocą kamery umieszczonej na osi (górny rząd) i pod kątem 55 (dolny rząd), z wykorzystaniem filtrów Al o różnej grubości. 57

58 W tym wypadku detektory były przesłonięte filtrami aluminiowymi o grubościach 1,5; 3 i 6 µm. Na podstawie otrzymanych obrazów można stwierdzić, że liczba emitowanych jonów w układzie PF-1000 była wyraźnie większa niż w układzie PF-360. Ponadto wraz ze wzrostem energii rejestrowanych jonów rozmiar otrzymanego obrazu się zmniejsza. Dotyczy to zarówno pomiarów na osi, jak i pod kątem. Wykorzystując mikroskopową analizę detektorów o numerach IPC 9 i IPC 13 otrzymano mapy gęstości kraterów, przedstawione na Rys a) b) >10 5 >10 5 Rys Mapy gęstości kraterów jonowych obliczone na podstawie mikroskopowej analizy obrazów jonowych z detektora umieszczonego na osi (a) i pod kątem (b). a) shot# 9921 b) shot# Y N = 3, , E i > 30 kev Y N = 8, E i > 30 kev 10 4 Rys Obrazy wiązek jonowych emitowanych wzdłuż osi układu PF-1000U przy ciśnieniu deuteru: a) p 0 = 2,4 hpa, b) p 0 = 1,6 hpa. Detektory rejestrowały deuterony i protony o energiach powyżej 30 kev. 58

59 Podczas kolejnej sesji eksperymentalnej celem pomiarów było poznanie wpływu zmienionych warunków wyładowania, w szczególności działania impulsowego zaworu gazowego, na emisję jonową. Postanowiono również zbadać związek między liczbą emitowanych jonów i emisją neutronową. Na Rys pokazane są zmiany obrazu jonowego ze zmianą ciśnienia gazu w komorze. Przy wyższym ciśnieniu obraz jest mniejszy i bardziej wyraźny, natomiast przy niższym składa się z wielu rozmytych wiązek otaczających centrum detektora (patrz również punkt 7.1.1). a) shot# 9933, Y N = 0, , E D > 30 kev mm b) shot# 9971, Y N = , E D > 30 kev mm Rys Obrazy wiązek jonowych emitowanych wzdłuż osi układu PF-1000U podczas wyładowania z małym (a) i dużym (b) wyjściem neutronowym. Ciśnienie deuteru wypełniającego komorę wynosiło p 0 = 1,6 hpa. Całkowite wydajności neutronowe Y N podano w opisach obrazów. 59

60 a) shot# 9923, YN = 6,4 1010, Ei > 30 kev mm b) shot# 9929, YN = , ED > 120 kev mm c) shot# 9932, YN = , ED > 280 kev mm Rys Obrazy wiązek jonowych emitowanych wzdłuż osi układu PF-1000U przy początkowym ciśnieniu deuteru równym 2,4 hpa. Detektory były przesłonięte różnymi filtrami: a)brak filtra, b) 0,75 µm Al i c) 2 µm Al. Energie rejestrowanych deuteronów były odpowiednio większe niż 30 kev, 120 kev i 280 kev. 60

61 a) shot# 9936, Y N = , E D > 220 kev mm b) shot# , Y N = 6, , E D > 380 kev mm Rys Obrazy wiązek jonowych emitowanych wzdłuż osi układu PF-1000U podczas wyładowań z wykorzystaniem impulsowego zaworu gazowego. Początkowe ciśnienie deuteru w komorze wynosiło 1,6 hpa. Detektory były przesłonięte filtrami o grubości a) 1,5 µm Al i b) 3 µm Al. Podczas modernizacji układ został wyposażony w impulsowy zawór gazowy umieszczony w elektrodzie wewnętrznej. Służył on do napuszczania dodatkowej porcji gazu w obszarze przed czołem elektrody, w ustalonym czasie przed zainicjowaniem wyładowania. Jony rejestrowano przy użyciu dwóch kamer: jednej umieszczonej na osi symetrii, w odległości 160 cm od końca elektrod, i drugiej umieszczonej pod kątem 55 do tej osi, w odległości 135 cm od ogniska plazmowego. Wyniki systematycznych badań kształtu wiązki emitowanej wzdłuż osi układu, w wyładowaniach z użyciem zaworu gazowego pracującego pod ciśnieniem 1,5 atm. przedstawiają Rys Jak można zauważyć, w niektórych wyładowaniach porcja deuteru wstrzyknięta przed czołem elektrody wyraźnie zmienia obraz jonowy rejestrowany w kamerach typu pinhole (Rys. 6.9a i Rys. 6.10a-b). 61

62 Mikroskopowa analiza obrazów pozwoliła na stworzenie map gęstości kraterów oraz oszacowanie całkowitej liczby jonów docierających do detektora. Wyniki obliczeń przedstawiono w tabeli 6.1 Podczas niektórych wyładowań w układzie PF-1000U obrazy jonowe rejestrowane były równocześnie na osi i pod kątem do osi Z. Detektory przedstawione na Rys nie były osłonięte żadnymi filtrami i zostały naświetlone podczas trzech kolejnych wyładowań. Otrzymane obrazy jonowe potwierdzają wcześniejsze obserwacje dotyczące emisji jonów z wyładowań typu PF. Jony emitowane są w postaci wiązki centralnej oraz licznych mikro-wiązek układających się w kształt pierścienia. Odwzorowanie elektrod na płaszczyźnie detekcji wskazuje, że centralna wiązka emitowana jest z obszaru pinchu plazmowego, natomiast jony tworzące pierścień z obszaru między elektrodami. a) shot# , Y N = , E D > 30 kev 10 4 b) 10 4 Rys Obrazy jonowe wraz z mapami gęstości kraterów otrzymane podczas wyładowań przy ciśnieniu p 0 =1,1hPa, zarejestrowane bez użycia filtra. a) obraz z kamery umieszczonej na osi, b) obraz z kamery umieszczonej pod kątem 55 do osi. 62

63 Tabela 6.1. Zestawienie liczby jonów docierających do detektora znajdującego się 160 cm od końca elektrod, podczas wyładowań z użyciem impulsowego zaworu gazowego. Energia jonów Ciśnienie początkowe [hpa] Całkowite wyjście neutronowe Liczba zarejestrowany ch jonów >30 kev 2,4 6, , >30 kev 1,6 0, , >30 kev 1, >2, >120 kev 2,4 12, , >220 kev 2,4 14, >0, , shot# 10228, Y N = , E D > 30 kev a) b) 10 4 Rys Obraz jonowy wyładowania w układzie PF-1000, zarejestrowany wzdłuż osi (a) i pod kątem (b) wraz z mapą gęstości kraterów. Linią przerywaną zaznaczono projekcję elektrod na płaszczyznę detekcji. Detektor rejestrował jony o energiach większych od 30 kev. Kolejne detektory naświetlano podczas wyładowań z wykorzystaniem zaworu gazowego pracującego pod ciśnieniem 0,5 atm. D 2. Ustawienia kamer pozostały 63