Термоядерные исследования в иаэ им. И. В. Курчатова в 1958—1962 гг icon

Термоядерные исследования в иаэ им. И. В. Курчатова в 1958—1962 гг


1 чел. помогло.
Смотрите также:
Программа курса лекций...
Л. И. Тимофеев Число и чувство меры в изучении поэтики...
Р. В. Кузнецова страницы истории атомного проекта СССР в биографии и. В. Курчатова (1943-1949 гг...
First published by Penguin Books Ltd., Harmondsworth, Middlesex, England...
Биография игоря васильевича курчатова...
Президенты Пятой республики (по конституции 1958 года)...
Список опубликованных работ о. Д. Любарской...
3. Анализ знаковых средств в геометрии // Вопросы психологии М. 1964. N6...
Л. Л. Михайлов Печатается по изданию: Нью-Йорк, Фредерик А. Преггер, 1962 Hoffer, Eric...
Р. В. Кузнецова академик и. В. Курчатов...
Р. В. Кузнецова академик и. В. Курчатов...
Собрание сочинений в 10 т. - м.: Гихл, 1956-1962 Книга на сайте...



Загрузка...
страницы:   1   2
скачать
ТЕРМОЯДЕРНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ

В ИАЭ им. И.В. КУРЧАТОВА В 1958—1962 гг.

М.К. Романовский

Обзор


  1. ОТКРЫТЫЕ ЛОВУШКИ






Рис. 1. Распределение магнитного поля вдоль оси системы. Hz — магнитное поле на оси камеры



Рис. 2. Зависимость тока, проходящего через магнитные щели, от давления водорода в камере. Цифры у кривых отвечают номеру щели. Масштабы справа относятся к кривым 12, слева — к кривым 34
К ак уже отмечалось, открытыми ловушками принято называть ловушки с такими системами магнитных полей, силовые линии в которых выходят за пределы рабочего объема. Иначе говоря, такие, в которых одиночная заряженная частица, двигаясь вдоль магнитной силовой линии, уйдет на стенку (или торец) камеры. Удержание заряженных частиц в таких системах определяется адиабатической инвариантностью магнитного момента m-частицы. В обычном «пробкотроне» одиночная частица во время движения в нем сохраняет свой магнитный момент и может уходить только вдоль оси системы. В системах «остроконечной геометрии» вблизи оси инвариантность m нарушается, и рассчитать траекторию движения частицы в дрейфовом приближении становится невозможным. Кроме того, в «остроконечной геометрии» неизбежна «щель», постепенно расширяющаяся [1], хотя и не беспредельно, — это второй путь ухода заряженных частиц, так как уходить вдоль оси они могут так же, как и в «пробкотронах». Возможно, поэтому до II Женевской конференции у нас не было экспериментальных работ на ловушках со встречными магнитными полями; по «пробкотронам» же были электронная модель и ионный магнетрон. В 1959 г. опубликована работа С.Ю. Лукьянова и И.М. Подгорного [2], посвященная изучению поведения плазмы, созданной электронным пучком, инжектируемым вдоль оси ловушки. Вакуумная камера диаметром 21 см и длиной 100 см была помещена в систему из 10 катушек, силу тока в каждой из которых можно было устанавливать независимо от тока в других катушках. В первой серии измерений токи в соседних катушках были встречными, так что образовывалось девять щелей (рис. 1). Измерение токов электронов в щели с помощью зондов показало, что основная часть электронов всегда уходит в щели, более близкие к электронной пушке, но с повышением давления до P = 6·10–5 торр доля тока в отдаленных щелях возрастает (рис. 2). Во второй серии экспериментов создавали одну щель, включая половину катушек по одной стороне от средней плоскости камеры, навстречу второй половине катушек, находящихся по другую сторону от средней плоскости камеры. С помощью зонда, перемещаемого вдоль образующей цилиндра вакуумной камеры, было измерено распределение тока в щель (кривую зависимости тока от положения зонда длиной 30 мм, перекрывающего щель, графически дифференцировали). На рис. 3 приведена зависимость эффективной ширины щели от напряженности поля H в ней. Как видно из рис. 3, при H ³ 800 Э ширина щели постоянная. Изменение давления от 2·10–5 до 5·10–4 торр не меняло ширины щели, поэтому авторы справедливо считали возможным пренебречь диффузионным расширением ее. Однако численные оценки дали ширину щели примерно в 4 раза меньше. Авторы приняли энергию уходящих электронов равной » 1 эВ, так как спектр излучения водородной плазмы имел отчетливые молекулярные полосы. Осталось предположить, что измеренные значения полуширины кривой распределения электронного тока в щели отвечают просто электронно-оптическому изображению катода, что согласовывалось с полученными результатами. При малых значениях H размер щели согласуется с ее расчетной величиной. Повышение давления примерно до 3·10–3 торр приводило к расширению щели в области сильных полей, видимо, проявлялся механизм диффузионного расширения щели.



200 400 600 800 1000 Н, Э


6

4

2

0


Рис. 3. Зависимость эффективной ширины d магнитной щели от напряженности поля



Рис. 4. Схема установки: ^ 1 — катушки, создающие магнитное поле; 2
— камера СФР; 3 — магнитный зонд
Развитием работы [2] явились работы [3—7], выполненные в основном сотрудниками сектора С.Ю. Лукьянова. Работы проводились на установках двух типов. Одни из них имели цилиндрические камеры диаметром 10—20 см из нержавеющей стали или стекла, на которых располагалось по два соленоида, создающие магнитное встречное поле напряженностью до 6500 Э (рис. 4). Давление в камере P = (1—2)10–6 торр, рабочий газ — водород. Сгусток плазмы из коаксиального инжектора [3] инжектировали в магнитную щель, обес­печивая плотность плазмы в ловушке n » 1014 см–3. Напряжение на инжекторе меняли от 3 до 11 кВ. Для диагностики использовали зонды Ленгмюра, миниатюрные магнитные зонды, калориметры, «теплоприемники» (по терминологии авторов, медные пластинки толщиной 50 мкм с припаянной Cu-константой-термопарой), скоростную фотосъемку камерой СФР. Было установлено, что плазма удерживается в ловушке после прекращения инжекции в течение времени, измеряемого десятками микросекунд, из-за конечной проводимости » 5 эВ) проникает в магнитное поле и благодаря довольно большой скорости (v » 5·106 см/с) деформирует магнитные силовые линии (рис. 5).




Рис. 5. Конфигурация магнитных силовых линий при деформации их магнитным моментом плазмы



Рис. 6. Схема установки «Орех»
Деформация магнитного поля облегчает отражение плазмы от магнитного барьера. Поздние работы были выполнены на ловушке «Орех» [4—7]. Это аксиально-симметричная ловушка с четырьмя парами катушек, позволяющими создавать магнитные поля сложной конфигурации, во всех направлениях возрастающие к периферии. Максимальный диаметр камеры составляет 1000 мм, высота 900 мм (рис. 6), максимальное значение напряженности магнитного поля в щелях 4500 Э, давление остаточного газа (водорода) P0 = (2—4)10–7 торр, инжектор коаксиального типа, скорость сгустка (1—2)10–7 см/с. Показанный в верхней части рис. 6 ресивер с азотитами и диафрагмой («азотит» — металлический) — здесь, конкретно, медный — сосуд обычно с развитой поверхностью, снаружи охлаждаемый жидким азотом. На внутреннюю поверхность напыляют титан, что обеспечивает хорошую сорбцию частиц (т.е. высокий вакуум. — Прим. автора). Напыление применялось начиная с последних экспериментов работы [5], так как в более ранних было выяснено, что из инжектора в рабочий объем проникает «хвост» холодной плазмы и нейтрального газа. Вакуумные условия оказывались такими, что на фоне гидродинамического ухода охлажденной перезарядной плазмы было практически невозможно исследовать характерные свойства ловушки. Диагностическое оснащение такое же, как в работах с малой ловушкой, но дополнительно была использована спектрометрия (об­наружены линии кальция и меди в отсутствие ресивера), а в работе [7] — еще зонд специальной конструкции для регистрации ионов, имеющих в районе большую «поперечную» энергию (по отношению к магнитному полю).

Работа С.Ю. Лукьянова и И.М. Подгорного [8], по существу, является обзором статей и докладов по магнитным ловушкам со встречными полями. Авторы описывают особенности систем со встречными полями, поведение плазмы в таких ловушках соответствуют теоретическим представлениям и экспериментальным результатам, полученным в работах авторов [2—5], а также в нескольких зарубежных работах. Результаты работ хорошо согласуются, но оказываются весьма неутешительными: время удержания плазмы в ловушке вполне сравнимо с пролетным временем, и авторы приходят к выводу: «...Окажутся ли ловушки данного типа способными к конкуренции с другими системами, или же выход надо будет искать в сооружении каких-то гибридных систем, покажет будущее» [3].





Рис. 7. Конфигурация силовых линий магнитного поля при квадрупольном (а) и октупольном (б) включении катушек
В работе [6] проводилось сравнение ухода плазмы из ловушки при квадрупольном и октупольном включении катушек (рис. 7) и было показано, что при октупольном включении катушек плазма быстро срывается с силовых линий и попадает в область малого магнитного поля вблизи центра ловушки. В квадрупольной конфигурации плазма дольше движется в магнитном поле и успевает перемещаться с плазмой.

Заключительной была работа [7], выполненная в весьма чистых вакуумных условиях. Авторы убедительно показали, что из-за несохранения магнитного момента частиц вблизи центра ловушки плазма быстро уходит в магнитную щель. Вопрос о причинах быстрого перемещения плазмы к центру ловушки остался открытым, хотя авторы и высказали предположение о развитии неустойчивости (видимо, типа желобковой. — Прим. автора.), «сбрасывающей» плазму в сторону уменьшения напряженности магнитного поля. Вследствие этого эффекта способ осевой инжекции плазмы непригоден для заполнения таких ловушек, надо искать и изучать другие методы заполнения плазмой периферийных областей ловушек с гиперболической геометрией магнитных полей, отраженные в работах до 1966 г. включительно.

Г.М. Аретовым и др. была выполнена и представлена на конференции в Зальцбурге работа [9] по сжатию плазмы, инжектируемой в ловушку с быстронарастающими встречными магнитными полями. Из коаксиальной плазменной пушки инжектировали сгусток дейтериевой плазмы в ловушку, поле которой за 7 мкс нарастало до 25 000—40 000 Э, начальная скорость сгустка составляла около 107 см/с, используемые диагностические методы следующие: СФР, калориметрия, зонды и спектрометрия. Наблюдалось сжатие плазмы во время нарастания магнитного поля, но после достижения полем максимального значения плазма быстро уходит через магнитные щели. Получено 30-кратное сжатие и 10-кратное увеличение температуры.

Работы по инжекции плазмы в ловушке с гиперболическими полями и удержанию плазмы в таких ловушках проводились вплоть до 1966 г. и дальше практически не развивались.

Существенно больше внимания уделяли адиабатическим ловушкам, предложенным Г.И. Будкером в 1953 г. (работа Г.И. Будкера [10], теоретические работы [11—13], экспериментальные [14, 15]). Методы создания плазмы в них были разные, но инжекторы плазмы практически не использовали. Экспериментальные работы проводились в секторе И.Н. Головина (в 1958 г. преобразованном в «объект О» («Огра»), а группу М.К. Романовского выделили в самостоятельную из этого объекта) и в секторе М.С. Иоффе. В секторе Г.И. Будкера С.Н. Родионовым [16] была проведена одна экспериментальная работа, но основным объектом исследований в этом секторе был стабилизированный пучок.








Рис. 8. Схема установки Н.С. Родионова: 1 — стеклянная камера; 2 — высоковольтный электрод; 3 — охранное кольцо; 4 — коллектор; 5 — стеклянные кольцевые выступы; 6 — границы рабочего объема для медленных ионов и электронов; 7 — границы рабочего объема для быстрых b-частиц; 8 — полюса электромагнита; 9 — ярмо; 10, 11 — катушки; 12 — монометрическая лампа; 13 — UT3; 14 — нагреватель UT3
Работа [16] весьма остроумно задумана и чисто выполнена. В более ранних электронных моделях, как отечественных [14], так и зарубежных (например, работа [17]), применяли внешнюю инжекцию, и влияние вводящего канала источника фактически определяло время жизни электронов в ловушке. С.Н. Родионов заполнил ловушку тритием и изучал время жизни образующихся при его распаде быстрых b-частиц (рис. 8). Образующиеся при ионизации остаточного газа медленные электроны и ионы удаляли небольшим электрическим полем, не влияющим на движение b-частиц (было специально проверено). Этот ионизационный ток пропорционален давлению трития, если время жизни b-частиц определяется только рассеянием на атомах трития, и пропорционален квадрату давления трития, если есть механизм более быстрого ухода b-частиц, чем связанный с рассеянием. Приняв (по литературным данным), что на образование ионно-электронной пары нужно 60 эВ, учитывая фоновые токи, изменения рабочего объема камеры при изменениях « проб очного отношения» g (отношение напряженностей магнитного поля в пробке и в центре ловушки), проведя ряд контрольных измерений, автор определил зависимость времени жизни b-частицы от g (рис. 9). Пренебрегая остаточным давлением воздуха, но учитывая давление 3Не, автор показал, что b-частицы удерживаются в ловушке до N » 107 колебаний между пробками, что хорошо согласовывалось с теоретической работой Г.И. Будкера [10]. Работа [16] выполнена аккуратно, даже показано, что при очень больших пробочных отношениях (g = 40) уход b-частиц резко возрастал ( N » 2 ·105), что трудно объяснить иначе, чем изменением магнитного момента m b-частицы. В самом конце работы автор отмечает, что «в нормальных» условиях азимутальная асимметрия (магнитного поля. — Прим. автора) не превышала 0,5% в центре ловушки и 4% у «полюсов», а искусственно создаваемая асимметрия всегда уменьшала ионизационный ток, что, по-видимому, не противоречит работе Е.В. Чирикова [18]. Это была последняя работа на электронных моделях пробкотрона. Правда, в работе [19] указано, что В.М. Балебанов и Н.Н. Семашко нашли на электронной модели конфигурацию магнитных полей, обеспечивающую максимальный азимутальный дрейф инжектированных частиц, и эта конфигурация была применена на «Огре». Но ни статьи, ни отчета найти не удалось. В работе также указано на проведение этих модельных опытов, но самой работы нет, есть только ее аннотация [20].





Рис. 9. Зависимость времени жизни b-частиц от пробочного отношения: ¾ теория
В работе [18] автор рассмотрел резонансы между ларморовским вращением частицы с частотой w и медленным колебанием ее вдоль силовых линий магнитного поля с частотой W. Хотя W << w , резонансы возможны, если колебания с частотой W содержат высокие гармоники основной частоты. Так как полная энергия сохраняется, резонансы приводят к перераспределению энергии частицы между степенями свободы. Анализируя стационарный (магнитное поле аксиально-симметрично, ()/() = 0) и нестационарные случаи (быстрое и медленное прохождение через резонансы), автор показывает, что в первом случае магнитный момент частицы J = ()/(2М) не будет монотонно меняться при условии, что DJ при одном прохождении резонанса мало: DJ << J; во втором случае монотонное изменение возможно.

В конце работы [18] автор проводит сравнение с экспериментом. Экспериментальные данные не противоречат расчетным, хотя в одних случаях теория дает большее число отражений, чем получено в опытах, в других — несколько меньшее. В тех двух случаях, когда возможно сравнение чисел (теория не дает ∞), расхождение менее чем в три раза... В заключение автор отмечает, что наиболее неблагоприятные условия с точки зрения резонансного обмена энергий имеют место в «гофрированных» системах.

Работа Б.Б. Кадомцева и В.Е. Рокотяна [21] также посвящена «пробочной» ловушке: рассмотрена устойчивость плазмы в магнитном поле диполя, концы магнитных силовых линий которого вморожены в поверхность Земли (плотная ионосфера); авторы используют энергетический принцип, согласно которому для устойчивости плазмы необходимо и достаточно, чтобы потенциальная энергия малых колебаний была положительна. Конвективная неустойчивость «запрещена» вмороженностью — это авторы учитывают уже в самом конце вычис­лений. Используя экспериментально измеренное магнитное поле Земли в области второго радиационного пояса и допуская небольшие приближения, авторы показывают, что условие устойчивости выпол­няется всюду, кроме узкого интервала от 21 000 до 22 000 км.





Рис. 10. Камера «Огры» с отодвинутыми соленоидами: 1 — соленоиды; 2 — вакуумная камера; 3 — инжектор; 4 — высоковольтное питание источника инжектора






Рис. 11. Схема установки «Огра»
В 1958 г. под руководством И.Н. Головина в ИАЭ построили самую большую (в то время) в мире термоядерную установку «Огра» (рис. 10, 11). Следует отметить, что сооружение такой установки очень активно поддержал И.В. Курчатов. Пожалуй, можно считать, что он и был инициатором ее сооружения и пытался привлечь к этой работе многих ведущих физиков-плазменщиков (Л.А. Арцимовича, A.M. Андрианова, С.И. Осовца, B.C. Комелькова и некоторых других), но поддержали его только Г.И. Будкер (автор идеи) и И.Н. Головин. Всех «китов» (и не только их) смущал инженерный размах работ в то время, когда физические идеи проверены только на электронных моделях (о работах физиков в США мы тогда еще не знали). Но сами идеи и расчеты (без учета коллективных взаимодействий) казались убедительными: в классических представлениях уходом частиц и энергии перпендикулярно магнитному полю можно пренебречь по сравнению с уходом вдоль поля через пробки. А такие расчеты показывали, что при температуре ионов Тi ³ 100 кэВ мощность Wn, уходящая через пробки, становится меньше мощности термоядерной реакции DТ Wp (рис. 12). Считая, что плазма образует цилиндр радиусом R, напряженность магнитного поля в нем Н (и что толщина обмотки, создающей магнитное поле, порядка R), получали, что h = KWp /Wn ~ H2R2, а при Ti = 100 кэВ и HR =106 Гс·см* h становится больше единицы (реакция DT!). Рассмотрев различные пути получения плазмы с энергией ионов 100 кэВ, остановились на единственно реальном: инжекции молекулярных ионов с энергией 200 кэВ, диссоциации их в объеме на остаточном газе или столбе холодной плазмы плотностью электронов 1011—1012 см-3. По существу, на основании таких «пальцевых» рассуждений И.В. Курчатов принял решение строить «Огру», хотя и понимал, если не все, то многие «подводные камни», в первую очередь совершенно не изученные неустойчивости плазмы в подобных системах. В своей статье [23] он прямо написал: «Несмотря на наличие всех этих трудностей и несмотря на то, что многие вопросы пока еще теоретически не решены, мы считаем необходимым проводить самый широкий круг экспериментальных работ в этом направлении, включая сооружение таких крупных экспериментальных установок, как «Огра». Не делая этого, мы напоминали бы, пользуясь образным сравнением Гегеля, того софиста, который утверждал, что он не войдет в воду, пока не научится плавать».







Какой же была «Огра»? Диаметр прогреваемой до 450 ºС рабочей камеры составлял 1,4 м, имел длину 19 м, расстояние между пробками L < 12 м, средний диаметр катушек магнитного поля 1,8 м. Напряженность магнитного поля в центре Hц £ 5000 Э, в пробках Hп £ 8000 Э. Предельный вакуум (при использовании напыления титана на внутреннюю поверхность камеры) P0 = 10-8 торр. Ионы с энергией до 200 кэВ (при одной трехэлектродной оптике!) получали в источнике, перпендикулярном оси камеры и отнесенном от камеры на 8 м. Сепарировали от H+, поворачивали пучок на 90º, двумя квадрупольными линзами формировали пучок расходимостью 5º и через магнитный канал вводили в рабочий объем (см. рис. 11). В магнитном канале пучок отклоняли на угол 20º так, чтобы он не задевал канал и ионы шли под углом к магнитному полю, заполняя ловушку.

Так как эксперименты на адиабатических ловушках (в том числе на «Огре») проводились долго, обзор их надо прервать, и кажется естественным в таких случаях рассматривать работы от одной до другой международной конференции. На II Международной конференции по мирному использованию атомной энергии (Женева, 1958 г.), где стало ясно, что исследования в области физики плазмы и термоядерного синтеза проводятся во многих странах, было решено проводить раз в три года международные конференции специально по этим направлениям. Конечно, три года не очень большой срок, но исследования развивались очень активно. Первая такая конференция состоялась 4—9 сентября 1961 г. в городе Зальцбурге (Австрия). В ней приняли участие более 500 ученых из 29 стран и 6 международных организаций, следовательно, интерес к управляемому синтезу был большой и было, что доложить. В составе нашей делегации было 35 человек (из США 120 человек), представили мы более 30 докладов, из них 21 по разным ловушкам, как экспериментальных (14), так и теоретических. Та часть из них, которая касается ловушек с гиперболической геометрией магнитных полей, была уже описана, включая работы вплоть до 1966 г. Сделано это сознательно, так как исследование таких ловушек прекратилось, а адиабатические ловушки изучают и до сих пор. Правда, геометрия магнитных полей претерпела очень существенные изменения (впервые после конференции в Зальцбурге).




Возвращаясь к «Огре», нужно сказать, что до конференции в Зальцбурге и после были опубликованы работы И.Н. Головина [24], Г.Ф. Богданова и др. [19], И.Н. Головина и др. [25], Г.Ф. Богданова и др. [26]. В докладе [24] автор довольно подробно рассказывает о работе [16], отмечая, в частности, что достижение необходимой азимутальной симметрии магнитного поля не представит трудности. А доказанное в работе [16] число отражений N заряженных частиц от магнитных зеркал (N = 107) вполне достаточно для термоядерного реактора. Описав устройство «Огры» (геометрию, магнитные поля, получение вакуума и т.д.), автор рассматривает накопление быстрых атомарных ионов H+, получаемых за счет диссоциации молекулярных ионов на остаточном газе, а затем на уже накопившихся ионах H+. На рис. 13 приведены расчетные величины плотности плазмы: нижняя прямая показывает зависимость потерь на перезарядку, верхняя — потерь из-за кулоновского рассеяния от тока инжекции ионов . Из рис. 13 видно, что после достижения тока выгорания J (в русской литературе был принят термин «ток перевала», правая штриховая линия) ток инжекции можно уменьшить, сохраняя достаточно большую плотность. Ток перевала зависит от длины пути l ионов (J » l2) и от их энергии. В «Огре» l не меньше километра, и расчеты дали J ³ 200 мА при энергии ионов Е = 200 кэВ.

Экспериментально изучены пути ионов в ловушке, упомянуты возможности измерения плотности электронов (ne = 108 см–3) пучком 3—10 см радиоволн и путем возбуждения резонанса в объеме «Огры» на волнах метрового диапазона.

Хронологически следующей была работа [19], посвященная измерениям времен жизни ионов и H+ в «Огре». Время жизни H+ определено по изменению плотности быстрых ионов после выключения инжектора, а плотность быстрых ионов определяли по току эмиссии электронов, создаваемому нейтральными атомами перезарядки на пластинах специальных детекторов. Измеряли и ток ионов , приходящих на магнитный канал. Оба тока (ток электронной эмиссии и ток на канал) осциллографировали и по осциллограммам рассчитывали времена жизни ионов H+ и . Но еще раньше было выяснено, что дрейф молекулярных ионов, определяющий долю ионов , проходящих мимо канала после отражения, очень сильно зависит от формы магнитного поля в районе пробки. На электронной модели была выбрана оптимальная форма силовых линий и соответственно изменена форма поля на «Огре» — была введена вблизи пробки катушка с полем, встречным основному полю (рис. 14). Основная часть измерений проведена при оптимальной геометрии магнитного поля.





Рис. 14. Конфигурация магнитного поля в «Огре», дающая малый дрейф ионов (кривая 1) и оптимальный (2)
Авторы уделили большое внимание определению длины пути молекулярных ионов и установили, что она равна ~ 1500 м. Так как ток электронов эмиссии зависит от компонентного состава газа, была проведена серия опытов с подмешиванием в остаточный газ аргона и гелия. Получение и обработка экспериментальных данных проведены весьма детально и последовательно. По совокупности всех данных авторы установили, что около 25% инжектируемых молекулярных ионов гибнет на канале инжектора после первого отражения от пробки. Максимальная плотность атомарных ионов nm ~ 1,5·107 см–3 при инжекции тока 20 мА молекулярных ионов с энергией 200 кэВ, хотя обычно она была существенно ниже (давление остаточных газов при максимальной плотности nm не указано). Время жизни атомарных ионов при энергии инжектируемых ионов E = 200 кэВ было 9,3 ± 0,9 мс (давление остаточного газа составило 1·10–7 торр), а при энергии инжекции 100 кэВ — 3,2 мс (давление остаточного газа 2,5·10–7 торр). Авторы делают существенный вывод: «Зависимости времени жизни от энергии ионов и давления остаточного газа показывают, что в «Огре» нет других механизмов потерь, чем перезарядка на остаточном газе до характерных времен порядка 10 мс».







Рис. 15. Зависимость тока перевала от энергии ионов при разных скоростях откачки Р: —неблагоприятный набор сечений; — благоприятный
Работа И.Н. Головина и др. [25], по существу, является обзором исходных положений, заложенных при проектировании и сооружении «Огры», с кратким изложением результатов, полученных до октября 1960 г. Отметив большую разницу в сечениях диссоциации молекул , определенных советскими и зарубежными авторами в 1953 г., и то, что в 1960 г. значения сечений сблизились, авторы приводят соответствующие графики. Сечения перезарядки sn и ионизации si у всех авторов совпадали. Пользуясь этими сечениями, считая, что потери протонов определяются только перезарядкой, пренебрегая натеканием водорода из инжектора (но учитывая поступление водорода от развала на канале и водород, поступающий с торцов при захвате медленных ионов откачными системами), авторы составили уравнения баланса ионов и нейтралов в стационарном состоянии. Из этих уравнений определили формулы для тока перевала и плотностей и нейтралов на перевале. Естественно, что в эти формулы вошла скорость откачки P, и авторы построили графики зависимости тока перевала от энергии инжектируемых ионов для разных значений P (рис. 15). Авторы пишут: «Учитывая приближенный характер расчета, мы считаем необходимым для перехода через перевал на-учиться вводить в ловушку «Огры» ток в 300-400 мА и достигнуть скорости откачки в 4—5 мл/с».

Затем обсуждаются вопросы устойчивости, пространственного заряда плазмы и охлаждения ионов электронами. Указано, что перестановочную неустойчивость, обнаруженную М.С. Иоффе и др. [27] (авторы ссылаются на эту работу), можно стабилизировать, добавив витки, подобные спиральным виткам стелларатора. Это также изменит и знак дрейфа, что необходимо, если правилен анализ О.Б. Фирсова, показавший, что при положительном дрейфе асимметрия пространственного заряда может привести к упорядоченному потоку ионов на стенки (ссылка на О.Б. Фирсова приведена, к сожалению, без указания отчета или статьи). В «Огре» был экспериментально обнаружен большой пространственный положительный колеблющийся заряд, создающий азимутальный дрейф, и это подробно рассматривалось. Охлаждение ионов электронами авторы считают не опасным, если оно определяется кулоновскими столкновениями.

Переходя к описанию опытов, авторы довольно детально описывают методы определения плотности электронов, отмечают, что плотность «холодной компоненты» плазмы при давлении остаточного газа P > 10–7 торр значительно больше плотности «горячей» компоненты, а при P = 107 торр эти плотности выравниваются. Время жизни «холодной» компоненты много больше времени жизни «горячей» компоненты. Затем идет описание других применяемых диагностических методов: по магнитному излучению ионов (разработка А.Н. Кархова), измерению излучений плазмы с длиной волны l = 10 см, масс-спектрометрии, спектрометрии рекомбинационного и тормозного излучения с длиной волны l = 1—1000 Å (разработка Ю.Л. Соколова), электростатическим зондам. В опытах было установлено, что положительный потенциал плазмы в некоторых условиях достигает десятков киловольт, объяснения этому пока нет. Статья заканчивается словами: «Горячая плазма еще полна неизвестностей. Обуздание ее неустойчивостей потребует большого труда и проницательности».



+ 20 В


Рис. 16. Схема регистрирующих устройств в камере «Огры»: 1 — электростатический анализатор ионов; 2 — торцевой электрод; 3 — пробочная обмотка; 4 — управляющая обмотка; 5 — основная обмотка; 6 — стенка камеры; 7 — пучок ионов ; 8 — детекторы нейтралов; ^ 9 — радиальный зонд; 10
— фольга (0,12 мк)
Работа Г.Ф. Богданова и др. [26] подвела итоги 3-летней работы на «Огре». Описаны параметры установки, ее диагностическое оснащение. На рис. 16 показаны основные (не все!) регистрирующие устройства (нет аппаратуры СВЧ-просвечивания, антенн приема магнитного излучения, масс-спектрометра, ряда зондов и др.). Тем не менее схема интересная, так как знакомит с основными элементами самой установки и рядом диагностических элементов. Экспериментально изучен объемный потенциал плазмы — по току и энергии, выходящим в пробки ионов. Принято, что медленные ионы набирают энергию, равную потенциалу относительно стенок той магнитной трубки, которая входит в электростатический анализатор. Электрическое поле объемного заряда приводит к вращению плазмы как целого, в некоторых режимах со скоростью существенно большей, чем скорость магнитного дрейфа. С помощью специальных детекторов, не показанных на рис. 16, было установлено, что потоки нейтралов на диаметрально противоположных детекторах находятся в противофазе. Было установлено, что на зонды, расположенные на одном азимуте, но смещенные вдоль оси на 3 м, сигналы приходят одновременно. Совокупность таких экспериментов показала, что поверхность плазмы возмущена всегда первой модой (по В.Д. Шафранову, эксцентрик), а по мере увеличения тока проявляются и более высокие моды. Подача положительного потенциала на один (или оба) торцевой электрод (рис. 16, 2) стабилизировала плазму относительно этих мод возмущений и приводила к уменьшению потока нейтралов на стенки камеры. Однако по мере увеличения потенциала торцевых электродов вырастал (не монотонно!) потенциал плазмы и падала плотность электронов. Время жизни атомарных ионов в стаби­лизированной плазме было на порядок больше, чем в нестабилизированной. О механизме стабилизации авторы могли только сделать предположения:

— из поверхностного слоя удаляются все электроны, и невозможно образование поляризованного языка;

— верны еще не опубликованные в то время расчеты Б.Б. Кадомцева, показавшие, что критическая для развития неустойчивости плот­ность плазмы зависит от отношения концентраций электронов и ионов, возрастая с уменьшением этого отношения (при стабилизации плотность электронов падала);

— обеднение электронами внешнего слоя плазмы перераспределяет электрическое поле, и это «...может привести к тому, что угловая скорость дрейфа электронов превысит угловую скорость дрейфа ионов. Ввиду того, что диаметры их ларморовских окружностей различаются на несколько порядков, это создаст условия, затрудняющие развитие языков». Обзор теоретических работ, выполненных между конференциями в Женеве (1958 г.) и Зальцбурге (1961 г.), наверное, надо сделать отдельно. Но одну работу В.И. Пистуновича и В.Д. Шафранова [28], инициированную экспериментами на «Огре», и соответствующую экспериментальную работу А.Е. Бажановой и др. [29] все же следует отразить здесь — в то время «Огра» была «гвоздем сезона».

В работе [28] авторы рассмотрели излучение быстрых ионов в холодной плазме. Авторы описывают метод расчета электрического поля и потерь энергии на лучистое трение, используя работы Гинзбурга и др. Считая, что скорость быстрых ионов v значительно больше тепловой скорости ионов холодной плазмы vt (v >> vt), пренебрегают столкновительным поглощением. Получив выражения для потерь на излучения, определяемые черенковским излучением, синхротронным излучением с учетом нормального доплер-эффекта и с учетом аномального доплер-эффекта, авторы исследуют дальше только излучение на резонансных частотах w = mwH (wH > 0, нормальный доплер-эффект). Расчеты показали, что с ростом плотности растет интенсивность излучения и происходит сдвиг максимума интенсивности излучения в сторону более высоких гармоник. Авторы считают, что оба эти обстоятельства можно, видимо, использовать для определения плотности плазмы.




Рис. 17. Спектр ВЧ электрического поля при ne »  2×109 см–3, e = 100 кэВ, Iинж = 15 МА




Рис. 18. Зависимость напряженности электрического поля на циклотронной частоте ионов (f1 = 2,2 МГц) от плотности быстрых ионов H+, e = = 160 кэВ, Iинж = 0,5—120 мА, Iупр = – 1,5 кА, Uc = 0

В


работе А.Е. Бажановой и др. [29] авторы исследовали излучение быстрых ионов в вакууме (плотность электронов ne £ 107 см–3) и в холодной плазме (пе ³ 108 см–3). В вакууме наблюдались пики напряженности электрического поля, соответствующие циклотронному излучению атомов H+ и . Повышение плотности приводило к появлению пиков излучения на частотах, кратных циклотронным частотам ионов H+ и (рис. 17). Резонансные частоты для ионов H+ (f1 = 1,7 МГц) и (f1 = 3,4 МГц) соответствовали среднему значению магнитного поля, что подтвердило предложение авторов работы [28] по использованию циклотронного излучения частиц известной массы для определения напряженности магнитного поля, в котором движутся частицы. Учитывая, что интенсивность когерентного излучения пропорциональна квадрату плотности N2 излучающих частиц, а некогерентного — пропорциональна N, авторы решили определить плотность быстрых ионов по наклону прямой — зависимости напряженности электрического поля от тока инжектируемых ионов Е = f(Jинж). Многочисленные измерения показали, что прямая Е на частоте f1 для атомарных ионов, зависящая от тока инжекции Jинж, претерпевает излом при токе Jинж = 10—15 мА (рис. 18). Такой же излом наблюдался и для ионов , причем до точки излома ^ Е приблизительно пропорционально N, а за ней — N2. Авторы предположили, что этот эффект связан с развитием некоторой неустойчивости. Косвенно это подтверждалось тем, что эффект резко уменьшался при подаче напряжения на сетки, расположенные за пробками. Как указывалось в работе [26], положительный потенциал на таких сетках стабилизирует плазму.

В работе [29] было проведено измерение излучений электронов (циклотронного и теплового) и их зависимостей от плотности плазмы. Для циклотронного излучения получен четкий максимум на частоте, соответствующей среднему значению магнитного поля. В измерениях теплового излучения электронов, пожалуй, самое интересное было то, что наблюдаемая мощность излучения примерно на три порядка больше получаемой при расчетах в предположении, что температура электронов составляет 100 эВ. Она не больше 100 эВ на основании «общих соображений», как пишут авторы. Следовательно, в «Огре» происходит накопление излучения — ее стенки сделаны из нержавеющей стали.

Также целиком ориентирована на «Огру» и работа П.М. Морозова и Л.Н. Пильгунова [30]. В ней описаны разработка и исследование источника молекулярных ионов для «Огры». Нужен был источник ионов с энергией до 200 кВ, с максимально возможным током пучка ионов (не менее 400 мА) и небольшой расходимостью. Используя имеющийся в секторе П.М. Морозова опыт по созданию источников для электромагнитного метода разделения изотопов, авторы разработали источник с дуговым разрядом в продольном магнитном поле. Катод подогревный, вытягивание ионов перпендикулярно магнитному полю в разряде. Была проведена большая серия измерений различных режимов разряда с целью получения максимального выхода именно ионов. Естественно, что соотношения выходов ионов зависели от режимов разряда, его геометрии и т.д., но оказалось, что есть сильная зависимость и от чистоты водорода. Так, при токе разряда от 2 до 6 А использование водорода, получаемого разложением гидрида урана, обеспечивало 76%-ное содержание ионов, 66%-ное технического водорода и 57%-ное водорода из аппарата Кипа. При размере щели 40 ´ 4 мм, в которую вытягивали ионы, ток ионов составил 550 мА, ток протонов — 300 мА при напряженности вытягивающего электрического поля 120 кВ/см. Этот рабочий режим источника был принят для работы на «Огре».

Используя рассчитанные О.Б. Фирсовым значения (sn) для процессов и определенные в опытах значения концентраций частиц, авторы оценили время жизни ионов в разряде.

На конференцию в Зальцбург были представлены и другие материалы, опубликованные в виде аннотаций. Так, по опытам на «Огре» была представлена работа Е.А. Альбицкой и Ю.Л. Соколова [31], соответствующая же статья с тем же заглавием опубликована позже [32]. Авторы предложили и применили на «Огре» оригинальный метод измерения концентрации быстрых ионов с помощью пролетающих через объем плазмы миниатюрных металлических сфер диаметром 15 мкм и примерно 1 мм. Маленькие вольфрамовые сферы быстро нагревались ионами (нагрев электронами составлял не более 1%, так как температура электронов была не более 100 эВ [29]) до равновесной (с собственным излучением) температуры 700—1500 ºС. Светящийся след фотографировали, проводили фотометрирование по точкам вдоль его траектории и по почернению определяли поток света, испускаемого пылинкой, а по этому потоку определяли концентрацию быстрых ионов (от 8×105 до 1,2×107 см–3). Интересно, что такие измерения можно было проводить только при наличии (+) потенциала на сетках за пробками [25] и число падающих частиц было небольшим (несколько десятков в конце цикла сброса их). Большие сферы из меди диаметром 1 мм пролетали через центр сечения ловушки, их ловили в миниатюрный калориметр, но результатов авторы не приводят, отмечая, что метод очень простой и был применен в предварительных опытах.

Другой работой, тоже только аннотированной в Трудах конференции, был доклад В.М. Балебанова и др. [20]. Работа в основном расчетная, даны определенные рекомендации по организации инжекции, показано, что при больших ларморовских радиусах дрейфовые уравнения описывают движение с большой ошибкой и нужны численные расчеты. Разработан алгоритм вычислений, составлены программы для счета на ЭВМ «Стрела». По численным расчетам выявлены некоторые особенности движения частиц в «Огре». Эксперименты на электронной модели «Огры» (1/8 линейных размеров) позволили выбрать конфигурацию магнитного поля, дающую наибольший отрицательный дрейф (азимутальный дрейф в сторону, противоположную направлению вращения частицы).

Последняя из представленных на конференцию работ, проведенных на «Огре» и только аннотированных, была работа Л.И. Артеменкова и др. [33]. Работа в основном методическая — авторы разработали и ис­пользовали на «Огре» аппаратуру для измерения жизни b-электронов с энергией до 2,18 МэВ (иридий, активированный в реакторе) после удаления источника за 0,5 мс. Минимальное время жизни b-электронов составило 10 мс, что в пересчете на ионы дало 0,7 с.







Рис. 19. Схема установки «Огренок»: 1 — подставка; 2 — диффузионный насос ВА-5; 3 — катушки; 4 — камера; 5 — ионовод; 6 — магнитный канал; 7 — шибер; 8 — сепарирующий магнит; 9 —магнит источника; 10 — источник; 11 — диффузионный насос ВА-2; 12 — магнитная линза
В работе Н.Н. Бревнова и др. [34] описаны небольшая (диаметром 0,5 м и максимальным расстоянием между «пробками» 2 м) адиабатическая ловушка и полученные на ней результаты. Установка была сооружена в 1958 г., ее макет в масштабе 1:10 был представлен на выставке в Женеве под названием «Л-1», но И.В. Курчатов прозвал ее «Огренок» (рис. 19), и название привилось. К Женевской конференции ее только успели запустить, так что докладывать было еще нечего. Интересно, что в докладе из США № 379 Дам и Эби описали установку, очень близкую по своим характеристикам к «Огренку» (размеры, напряженности магнитных полей, энергия инжектируемых ионов и т.д.), только вакуум был существенно лучше и инжекция проводилась в районе пробок, а не в центре. «Мозги устроены одинаково...»

На рис. 19 дан разрез установки «Огренок» по сечению в центре. Напряженность магнитного поля в центре составляет до 3000 Э, в пробках до 4500 Э, энергия инжектируемых ионов 10 кэВ, ток инжекции до 2 мА при вводе его через магнитный канал и до 0,3 мА при вводе через электростатический канал. Давление остаточного газа от 3×10–8 до 8×10–8 торр. Диагностику (кроме стандартных измерений давления, параметров инжектируемого тока ионов и т.д.) осуществляли набором различных зондов, всегда представляющих модифика­ции цилиндров Фарадея (с сетками или жалюзи под разными потен­циалами, открытые в рабочий объем или закрытые тонкими фольгами). Зонды устанавливали в пробках, за ними, в центральном сечении; их можно было перемещать, не нарушая вакуум.

Было установлено, что, несмотря на применение специальных компенсирующих катушек, магнитный канал возмущает распределение магнитного поля, и была проведена серия измерений со специально вводимым «магнитным диполем» — железным стержнем диаметром 10 мм и длиной 50 мм. Было показано, что рассеяние ионов на диполе существенно увеличивает ток и в пробки, и на стенки камеры: требования к однородности магнитного поля весьма большие. Средняя плотность быстрых ионов составляла: 7105 см–3 при токе инжекции 300 мкА (электростатический канал) и nб » 6×106 см–3 при токе инжекции 1 мА (магнитный канал), но при этом имелась неоднородность плотности по радиусу (рис. 20) и особенно сильная по азимуту (рис. 21). Измерения ухода медленных ионов и электронов в пробке показали, что плотность электронов на периферии на два порядка больше их






Рис. 20. Распределение плотности быстрых ионов по радиусу ловушки при p = 5×10–6 мм рт. ст.: 1 — электростатический канал; 2 — железно-токовый

Рис. 21. Распределение плотности быстрых ионов по азимуту: 1 z = 790, p = 7,8×10–6 мм рт. ст.; 2 — экран в плоскости симметрии при z = 450; 3 — магнитный диполь на R = 20 см при z = 790, p = =9×10–6 мм рт. ст.



100

5

2

10–1

5


2

10–2

5


2

10–3



0 4 8 12 16 20

R, см




Рис. 22. Распределение токов вторичных ионов (¾) и электронов (- - -) в магнитной пробке по радиусу при p = 3,5×10–6 мм рт. ст.
плотности в центре (плотность быстрых ионов наибольшая на радиусе 1,5—2 см), что свидетельствовало о быстром перемещении электронов по радиусу (рис. 22). Это можно объяснить только колебаниями плотности вторичной плазмы, т.е. какими-то сугубо не бинарными процессами. Осциллографическими измерениями было установлено наличие колебаний распределения плотности заряженных частиц в объеме. Было установлено, что плотность быстрых ионов колеблется с частотами 100—200 кГц и 1—1,2 МГц, присутствующими в пучке из источника, и с частотой 10 кГц, в пучке отсутствующей. Частота 10 кГц близка к частоте вращения плазменного цилиндра, заряженного до потенциала 100 В, а вторичные ионы имели примерно такую же энергию. Это подтверждали также азимутальные сдвиги наблюдаемых низкочастотных колебаний, так что, вероятно, наблюдалось вращение «плазменного языка». Имелись колебания холодной плазмы на частоте 10 кГц со 100%-ной модуляцией, синфазные по азимуту, и на частотах 100—120 кГц и 1—1,2 МГц с 10—15%-ной модуляцией.

Совокупность экспериментальных данных показывала, что даже при очень малых плотностях энергичных ионов (n+ £ 106) поведение плазмы определяется сложными коллективными процессами: нет полной компенсации объемного заряда инжектируемых ионов, а распределение его потенциала таково, что он убывает по радиусу. Частоты колебаний у быстрой и медленной компонент одинаковые, но фазовые соотношения (по азимуту) резко различные.

В работе Н.Н. Бревнова и Ю.Ф. Томашука [35] изучено влияние возмущения магнитного поля на движение заряженных частиц в простой адиабатической ловушке. Работа проводилась на установке, описанной в [34], где приведены и первые результаты, полученные при использовании железно-токового и электростатического каналов, а также влияние специально введенного в ловушку магнитного диполя (см. рис. 19—22). В работе [35] авторы детально описывают специально для этих измерений разработанные и изготовленные зондовые устройства, обеспечившие возможность провести измерения распределения как возмущений самого магнитного поля, так и создаваемых ими возмущений распределений токов ионов, уходящих в пробки и на стенку камеры. Проведено сравнение теоретически рассчитанных по формулам работы [36] изменения углов инжекции Dj и реально измеренных. Расхождение оказалось очень большим и тем бόльшим, чем больше расстояние от ларморовской окружности до диполя (до двух порядков величины!).

В работе В.А. Беляева и Н.Н. Бревнова [37] приведен расчет и описана конструкция электростатического канала для ввода пучка ионов в магнитную ловушку «Огренок». Результаты применения такого канала описаны в работах [34, 35]: канал не возмущал магнитное поле ловушки, но величина тока, вводимого с его помощью, была существенно меньше, чем при использовании железно-токового канала.

В работе А.В. Недоспасова [36] теоретически рассмотрен вопрос об изменении магнитного момента частицы под влиянием магнитного диполя, магнитный момент которого параллелен магнитному полю. Автором получена зависимость для относительного изменения параллельной составляющей скорости частицы Dvçç/ vçç при одном прохождении ее мимо диполя на расстоянии ларморовского центра ее до диполя R от параметров: поля H0, магнитного момента диполя М, самой частицы (ее ларморовского радиуса рл, угла наклона инжекции vçç/v^= tgi и т.д.). В работе [36] приведены графики некоторой расчетной функции при однократном рассеянии для установки «Огренок» и зависимости доли (в %) уходящих в пробки частиц при 103 рассеяниях от отношения pл /R.



1

2

3

4

5

6

7

1

1

1

4

7

3


Рис. 23. Схема установки: 1 — катушки для создания магнитного поля; 2 — вакуумная камера; ^ 3 — титановые испарители; 4
— диафрагмы; 5 — плазменный источник; 6 — приемный электрод; 7 — насадки
Наиболее интересным и важным в изучении адиабатических ловушек был комплекс работ, выполненных в секторе М.С. Иоффе. В первой работе из этой серии [15] рассмотрено только создание плазмы методом ионного магнетрона. В 1960 г. была опубликована работа М.С. Иоффе и др. [27]. Авторы доказали наличие механизма потерь, обусловленного коллективными процессами, понимая под этим сложные взаимодействия (развитие неустойчивостей), а не торможение или рассеяние на дальних кулоновских соударениях. Опыты проводили на установке (рис. 23) типа «ионный магнетрон». Как видно из рис. 23, камера 2 изготовлена из нержавеющей стали длиной 2 м с центральной частью диаметром 50 см и пробками диаметром 37 см, магнитное поле постоянное, напряженность в центре H0 = =5000 Э, в пробках Hm = 12 400 Э, давление остаточных газов P = 510–8 торр, рабочее давление меняли от 3×10–7 до 2×10–5 торр, рабочий газ — водород. Пучок, вытекающий из источника холодной плазмы, имел диаметр ~ 10 мм, плотность плазмы в нем составляла ~ 1012 см–3. Ускоряющее ионы напряжение между пучком и стенками камеры U0 меняли от 11 до 45 кВ, подавая его в виде прямоугольных импульсов длительностью 25—30 мкс (и длительностью переднего фронта 2, заднего 0,2 мкс). Рабочий объем заполняли плазмой со средней плотностью n » 109 см–3 и энергией ионов 1—2 кэВ. Энергию ионов определяли по наклону прямых sпv = f(p) (sп — сечение перезарядки, v — скорость ионов), а плотность ионов — по таким же прямым с учетом геометрии системы (в работе [27] это описано подробно).

Так как поддержание рабочего давления было очень важно, то был принят ряд мер, обеспечивающих эти условия (дифференциальная откачка, прекращение разряда в источнике одновременно с задним фронтом импульса U0, применение насадок 7 (см. рис. 23), защищающих пучок от воздействия сильного электрического поля вблизи краев диафрагм 4 при приложении импульса U0 и т.д. Основными нестандартными диагностическими приборами были приемники быстрых нейтральных частиц (рис. 24): между пластинами А и В, находящимися в охранной коробке С (она заземлена) прикладывали разность потен­циалов V = 20—40 В. Ток электронов вторичной эмиссии однозначно определял поток нейтралов, пришедший на пластину А. Поток же нейтральных частиц определялся перезарядкой, давлением газа и геометрией системы, так что по осциллограммам (рис. 25) спада потока ней-




А












Рис. 24. Схема приемника нейтральных частиц

Рис. 25. Осциллограмма потока нейтральных частиц при H0 = 8000 Э, U0 = 30 кВ, a = 1,55, p = = 6×10–7 мм рт. ст.

тралов после выключения ускоряющего напряжения U0 можно было определить время жизни t быстрых ионов (на рис. 25 внизу показан импульс ускоряющего напряжения). Время жизни быстрых нейтральных частиц t = tпtд/tп + tд, где tп — время перезарядки, а tд время, определяемое дополнительными потерями. Время tп = 1/nisпdi, где ni — плотность рабочего газа; sп — сечение перезарядки, vi — скорость быстрого иона. Сечение перезарядки само зависит от vi, поэтому при разных U0 должны быть разные значения tп. Спектр нейтральных частиц меняется и во время распада плазмы (чем энергичнее ион, тем он быстрее перезарядится), что было также учтено авторами. Были проведены измерения t при разных значениях U0 и H0 в зависимости от давления рабочего газа и построены графики 1/t = f(p) при разных U0 и H0 (рис. 26, 27). Видно, что прямые обратного времени жизни в зависимос-






2,0


1,5


1,0


0,5


0


1 2 3 4 5 6 7

p, 10–6 мм рт. ст.




5 10 15 20

p, 10–6 мм рт. ст.

2,4


1,6


0,8


0



Рис. 26. Зависимость обратного времени жизни быстрых ионов 1/t от давления при различных значениях ускоряющего напряжения, H0 = 5000 Э, a = 1,55


Рис. 27. Зависимость обратного времени жизни быстрых ионов от давления при различных значениях магнитного поля, U0 = 30 кВ, a = 1,55

ти от давления не идут к нулю при экстраполяции давления в ноль. Это возможно только, если существуют какие-то механизмы гибели быстрых ионов, не определяемые перезарядкой. Правда, эти прямые могут не приходить в ноль также и вследствие ошибки в измерении давлений, однако зависимость интенсивности потока нейтральных частиц от давления P хорошо экстраполировалась в ноль при P = 0 (рис. 28). Следовательно, «добавочного» давления не было. Остановимся теперь на изменении спектра ионов и измеряемого времени жизни. Авторы доказали, что условию неизменности спектра (т.е. спектру, соответствующему времени t) соответствует постоянство произведения давления Р на время изменения спектра t: pt = const. Проведя серии измерений зависимости времен жизни t от времени t после окончания импульса ускоряющего напряжения при разных давлениях рабочего газа P и пересчитав их на некоторые заданные значения Pt, они построили графики зависимости 1/t = f(р) для этих значений pt (рис. 29). Как видно из рисунка, по мере роста параметра Pt уменьшается обратное время дополнительных потерь, оставшиеся потери связаны только с перезарядкой. В конце статьи авторы отмечают такое обстоятельство: коллективные процессы могут проявляться только в плазме, т.е. в системе, размеры которой больше дебаевского радиуса. В исследуемой системе это соответствует плотности быстрых ионов п » 107 см–3. Именно при такой плотности прекращались дополнительные потери в опытах.





Рис. 28. Зависимость интенсивности потока быстрых нейтральных частиц от давления при H0 = = 5000 Э, U0 = 45 кВ




Рис. 29. Зависимость обратного времени жизни быстрых ионов от давления при различных значениях pt = 10–6 мм рт. ст.×мс, H0 = 5000 Э, U0 = 30 кВ
Работе [26] уделено много внимания потому, что это была первая работа, в которой было экспериментально доказано, что в плазме происходят какие-то типично плазменные коллективные процессы, приводящие к уменьшению времени жизни плазмы. В самом начале работы авторы отмечали, что для ловушек с магнитными пробками, видимо, наиболее опасна перестановочная неустойчивость, предсказанная в СССР Б.Б. Кадомцевым [38]. Однако в зарубежных экспериментах по сжатию плазмы в ловушках ее не обнаружили. Авторы этих работ считали, что стабилизирующее действие могла оказывать холодная плазма, контактирующая с проводящими стенками. Хотя авторы работы [27] не называют конвективную неустойчивость причиной наблюдавшихся дополнительных потерь, их последующие работы это доказали. В работе тех же авторов [39], проведенной на той же установке, но оборудованной специальными электродами для измерения тока ионов на торец ловушки (рис. 30) и электродами для измерения токов на







Рис. 30. Схема электродов для измерения тока ионов на торец ловушки: ^ 1 — измерительные электроды (гребенка); 2 — насадка; 3 — диафрагма; 4 — сектор; 5 — экран

боковые стенки ловушки (рис. 31), были измерены соответствующие количества быстрых ионов. Авторы учли причины возможных ошибок при таких измерениях (вторичная электронная эмиссия, токи медленных ионов, их зависимости от пробочных отношений), исключив некоторые из них чисто конструкционными при-емами и оценив возможное влияние других. Результаты экспериментов показали, что на стенки камеры уходит не менее 80% быстрых ионов, а в пробки — не более 20%. Проведя осциллографирование тока на электроды на боковой стенке и на диафрагме (см. рис. 30 и 31), авторы выяснили, что все токи модулированы, но модуляция тока на стенки значительно больше, чем модуляция тока на торцевой электрод (рис. 32).


Диафрагма

Измерительные

электроды

4


Рис. 31. Схема электродов для измерения тока ионов на боковую стенку ловушки




Рис. 32. Осциллограммы тока на боковую стенку (а) и на электрод гребенки в пробке (б)






















Рис. 33. Осциллограмма тока на сектор

Рис. 34. Осциллограммы тока на электроды 1 и 5 (см. рис. 31)
Сравнивая осциллограммы токов на отдельный электрод гребенки и на сектор на той же диафрагме, авторы установили, что ток на сектор модулирован значительно слабее (рис. 33). Это означает, что возмущения имеют локальный характер. Наконец, в результате осциллографирования токов на электроды, расположенные на одной и той же стенке в одном и том же продольном сечении установки, но разнесенные по длине на 40 см (2/3 длины от центра системы до пробки), была установлена их синфазность с отчетливой корреляцией амплитуд (рис. 34). Видно, что возмущения проcтираются на всю длину ловушки. Авторы делают весьма осторожный вывод: «Подобный уход заряженных частиц дает основание предполагать, что в описываемых экспериментах время удержания плазмы в ловушке ограничивается неустойчивостью «желобкового» типа, свойственной выпуклым конфигурациям магнитного поля».

Работа М.С. Иоффе и Е.Е. Юшманова [40] продолжает работы [27, 39]. Эксперименты были выполнены на той же установке, но с расположенным внутри медным кожухом, по форме повторяющим форму силовых линий магнитного поля. Диаметр кожуха в его центральной части составлял 40 см. Цель работы — проверка теоретической работы Б.Б. Кадомцева [41]. Дело в том, что время жизни быстрых ионов (100—1000 мс) на порядок и больше превышало теоретически предсказываемое при развитии желобковой неустойчивости. Л.А. Арцимович обратил внимание на то, что этот эффект можно объяснить наличием проводящих стенок: «желобок» (язык плазмы), касаясь стенок, теряет часть ионов, и азимутальное электрическое поле на расстоянии, сравнимом с ларморовским радиусом, обращается в нуль (тангенциальная составляющая Еj на проводящей стенке). Это предположение Л.А. Арцимовича и было теоретически рассмотрено в работе [41], в которой было показано, что в данном случае возникает конвективное радиальное перемешивание плазмы и время ее жизни существенно возрастает. В работе [40] основным «диагностическим прибором» был миниатюрный зонд — шарик диаметром 1,5 мм на конце тонкой проволочки в кварцевой трубке, находящейся внутри заземленной металлической трубки диаметром 2 мм. То, что такие зонды практически не возмущают плазму и не меняют время ее жизни, было специально проверено. Отрицательный потенциал 10—20 В запирал поступление электронов на зонд. Увеличение потенциала до 100 В и более не меняло ток на зонд, что свидетельствовало о малой плотности холодных ионов.

Измерения проводили при давлении водорода ^ Р = (0,8—1,0)10–6 торр, напряженности магнитного поля в центре H0 = 5000 Э и ускоряющем напряжении U0 = 30 кВ. Плотность плазмы была (1—3)109 см–3, энергия быстрых ионов около 1,5 кэВ.

Проведя осциллографирование токов на зонды, смещенные по азимуту на 1, 4, 8, 12 см, авторы установили, что при малых расстояниях (1 см) имеется полное соответствие сигналов на всех частотах. По мере увеличения расстояния между зондами нарушается корреляция выбросов — чем больше расстояние между зондами, тем меньше частоты (рис. 35 и 36), а при расстоянии 12 см пришлось даже увеличить время развертки. Оказалось, что поперечные размеры языков плазмы тем меньше, чем меньше их время жизни, а сдвиг выбросов во времени тем больше, чем больше расстояние между зондами. При смещении зондов на угол 180º корреляция сигналов отсутствовала. Плазма вращалась с линейной скоростью v = 1×106 см/с, что соответствовало электрическому радиальному полю с Е = 50 В/см.

На осциллограммах с зондов, размещенных на одном азимуте, но на разных радиусах, видно, что по мере углубления в плазму уменьшаются и частота, и амплитуда сигналов (рис. 37). Совокупность результатов описанных зондовых измерений


1 см

4 см

8 см

0 50 100 150 мкс




Рис. 35. Корреляция токов ионов на зонды, смещенные по азимуту



Рис. 36. Корреляция токов ионов при смещении зондов на 12 см по азимуту


1 см

4 см

2 см


0 100 200 мкс

Рис. 37. Изменение формы сигналов ионного тока с зондов на разных радиусах

явно показала наличие перемешивания плазмы тем более быстрое, чем ближе было расстояние до стенки камеры, т.е. происходил конвективный перенос плазмы перпендикулярно магнитному полю.

Считая, что величина ионного тока, усредненная примерно за 40 мкс, может служить мерой плотности плазмы, авторы провели такое усреднение по результатам многих опытов для времени 60 мкс после окончания импульса U0 (рис. 38). Интересно, что при H0 = 5000 Э максимум плотности есть около стенки, т.е. за 60 мкс происходило существенное перераспределение плотности ионов (они вытягивались из шнура плазмы в центре ловушки), а около стенки ионы тормозились. При H0 = = 8000 Э максимума плотности нет (она практически равномерна по радиусу), видимо, скорости перемешивания и внутри плазмы, и вблизи стенки выравниваются.

Авторы также измерили зависимости времени добавочного (определяемого неустойчивостью) ухода плазмы из ловушки от ее плотности. В этих опытах давление газа было понижено до p = 4×10–7 торр, что соответствовало времени перезарядки tп = = 2 мс. Время жизни и плотность быстрых ионов определяли так же, как в работе [27]. Результат показан на рис. 39, на котором теоретическая кривая «привязана» к одной из средних экспериментальных точек.

Было установлено, что по мере уменьшения плотности уменьшается и частота плазменных колебаний. Осциллограммы с зонда вблизи стен­ки, снятые при сдвигах времени от конца импульса U0 на t = 0, 200, 500 мкс, приведены на рис. 40. Качествен-








0 100 200 мкс


Рис. 38. Распределение плотности плазмы по радиусу при магнитных полях в 5000 и 8000 Э







Рис. 39. Экспериментальная () и теоретическая (¾) зависимость времени добавочного ухода от плотности плазмы

Рис. 40. Изменение частоты плазменных колебаний от плотности плазмы

но это также совпадает с выводами теории: минимальный масштаб пульсаций тем больше, чем ниже плотность.

Работа [27] интересна и важна по крайней мере по двум причинам: доказано существование магнитогидродинамической неустойчивости плазмы в магнитном поле, убывающем к периферии; показано, что основные теоретические положения об условиях развития такой неустойчивости справедливы. В физике плазмы такое встречается редко.

В работе Б.Б. Кадомцева [41], инициированной Л.А. Арцимовичем (на что ссылается автор), рассмотрено движение плазмы поперек магнитного поля в МГД-приближении. Считая, что пробочное отношение Hm/H0 не очень велико, а магнитные силовые линии мало искривлены и среднее магнитное поле можно считать постоянным, автор приходит к выводу, что полученное им уравнение «...в точности совпадает с гидродинамическим уравнением двумерного движения ионов в однородном магнитном поле при наличии силы тяжести Ug ». Реально эта сила «учитывает» кривизну силовых линий и определяет эффект выталкивания диамагнитной плазмы. Пренебрегая утечкой плазмы вдоль поля (автор ссылается на работу [39]) и принимая распределение ионов максвелловским с вырезанным конусом потерь при постоянной температуре, автор показывает, что в этих условиях рассматривается только поперечное движение. Исследуя устойчивость плазмы в предположении, что ионная плазменная частота 4Ne2/М (где N — плотность на оси системы) много меньше ларморовской ионной частоты Wi = eH/MC, а возмущения плотности и потенциала изменяются экспоненциально, автор получает уравнение для потенциала j. Предполагая распределение плотности по радиусу параболическим n = N(1 - r2/a2), автор показывает, что условие ус­тойчивости определяется выражением , где — дебаевский радиус, а — радиус камеры, R0 — радиус кривизны магнитных силовых линий. При крутом спаде плотности вблизи металлической стенки, например на расстоянии, сравнимом с ларморовским радиусом иона ri, условие возникновения неустойчивости будет rd > R0ri, а «именно такая ситуация имеет место в эксперименте [6]*, где rd ~ ri ~ 1 см, R0 ~ 102 см». Рассматривая затем случай тонкого пристеночного слоя размером ~ rI, автор показывает, что можно провести очень тесную аналогию с обычной конвекцией несжимаемой жидкости в поле силы тяжести. Так как вязкости нет, то конвекция турбулентная. Используя соображения подобия и требования размерности, автор получает коэффициент турбулентной диффузии, а затем и время жизни плазмы



где C — доля частиц, теряемых языком плазмы при контакте со стенкой, теоретически не рассчитываемая и не определяемая в эксперименте. Поэтому в работе [40] теоретическую кривую «привязывали» к некоторой экспериментальной средней точке.

В работе [41] автор проводит сравнение теоретических выводов с результатами экспериментов работ [27, 39], причем согласование их вполне удовлетворительное. В заключение автор предлагает некоторую пробочную геометрию магнитного поля с осевым током, обеспечивающую существование области с магнитным полем, нарастающим во всех направлениях от нее.

Следует отметить, что работы [27, 39—41] проводились в тесном контакте экспериментаторов с теоретиками, в своих статьях взаимно благодарящих друг друга.

Венцом работ по желобковой неустойчивости явился доклад Ю.В. Готта и др. [43], сделанный М.С. Иоффе на конференции по УТС в Зальцбурге в 1961 г. Это одна из самых известных работ по физике горячей плазмы, за которую в основном М.С. Иоффе была присуждена премия «Атом для мира», по престижности вторая (после Нобелевских) международная премия. Правда, по рекомендации вышестоящих партийных органов М.С. Иоффе отказался от ее получения, так как фонд этой премии поддерживался фондом Форда и другими сторонниками войны США во Вьетнаме. Но это заявление было сделано после присуждения премии, поэтому получилось совсем глупо: М.С. Иоффе был объявлен лауреатом премии (некоторые советские газеты это опубликовали), но денег не получил. Если бы суть происходящего действительно определялась войной во Вьетнаме, то разумнее было бы рекомендовать передать премию в фонд помощи Вьетнаму. Какие чиновники от науки тогда позавидовали М.С Иоффе, сейчас, наверное, нельзя установить, но сделано это было келейно и без какого-либо обсуждения на научном (или партийном) кворуме. Яркий пример элитарности — ни один академик в СССР не имел такой премии (ранее награжденный ею академик Векслер уже умер), а тут ее присудили какому-то научному сотруднику (даже не члену-корреспонденту). Но это лирическое отступление. Суть работы [43] в том, что была предложена и экспериментально проверена конфигурация магнитного поля, обеспечивающая устойчивость плазмы по отношению к конвективной неустойчивости. Указывая, что в работе [40] отчетливо наблюдался уход плазмы, обусловленный неустойчивостью желобкового типа, авторы изменили конфигурацию магнитного поля ловушки, описанной в работе [40], добавив продольные проводники с сильным током (рис. 41), что давало дополнительное поле остроконечной геометрии (рис. 42). Проводники размещали за медным кожухом, и по форме они повторяли образующие этого кожуха (рис. 43). Ударный генератор обеспечивал ток в них до 100 кА по затухающей синусоиде с






Рис. 41. Схема создания дополнительного магнитного поля




Рис. 42. Геометрия дополнительного магнитного поля




Рис. 43. Схема установки: 1 — катушка для создания магнитного поля; 2 — вакуумная камера; 3 — титановые испарители; 4 — диафрагма; 5 — плазменный источник; 6 — приемный электрод; 7 — проводники для создания дополнительного поля; 8 — лайнер

периодом 40 мс. В получаемой геометрии магнитного поля большая часть силовых линий магнитного поля выходила на боковые поверхности камеры, поэтому было необходимо обеспечить вблизи этой поверхности более сильное поле, чем поле на оси (создать «стеночные пробки»):

, (1)







0 40 t, мс


Рис. 44. Осциллограммы потока нейтральных частиц



0,7 1,04 2,1 2,8 НД, кЭ

1 1,04 1,15 1,30 1,50 аст

Рис. 45. Зависимость времени жизни плазмы от напряженности дополнительного поля



0 2 4 6 10–6 p, мм рт. ст.

Рис. 46. Зависимость обратного времени жизни t от давления водорода



0 0,2 0,4 0 1,0 t, мс

НД = 0 НД = 2100 Э

Рис. 47. Осциллограммы потока нейтральных частиц без дополнительного поля (а) и при его включении (б)
где H0 напряженность поля в центре ловушки, Hд — напряженность поля, создаваемого проводниками в районе боковых стенок ловушки. При этом суммарное магнитное поле нарастало и по оси, и по радиусу ловушки. На осциллограммах потоков быстрых нейтральных частиц (датчики описаны в работе [27]) видно увеличение времени жизни быстрых ионов с увеличением Hд (рис. 44), выходящего на насыщение при больших Hд (рис. 45). Следовательно, при достаточно больших Hд время жизни плазмы определялось только перезарядкой. Это же видно из прямой обратного времени жизни 1/t = f(p), приходящей в ноль при большом (1,5) стеночном пробочном отношении aст (рис. 46). Существенно изменилась и форма осциллограмм потоков нейтральных частиц: исчезли колебания (рис. 47). Хотя авторы подчеркнули, что «...эти результаты носят сугубо предварительный характер...», реально было доказано, что с конвективной неустойчивостью можно справиться, создавая магнитное поле, нарастающее во все стороны от плазмы, т.е. соблюдая принцип «min В» [44]. На состоявшейся дискуссии один из крупнейших физиков США, автор стеллараторов Л. Спицер начал выступление со слов: «Это действительно наиболее очаровательные (fascinating) результаты...», и так это было воспринято подавляющим большинством физиков-термоядерщиков. «Стержни Иоффе» (так назвали дополнительные проводники) начали широко применять во всем мире. Несколько позже появились другие конфигурации обмоток, обеспечивающие выполнение принципа «min В», но сразу же после конференции на ряде установок просто воспроизвели «стержни Иоффе» и подтвердили результаты работы [43]. Принцип «min В» стал общепризнанным.

На конференцию в Зальцбург была представлена еще одна работа Ю.В. Готта и В.Г. Тельковского [45], выполненная на той же установке, что и работы [27, 39]. Работа не была доложена на конференции, опубликована только аннотация. Авторами предложен и применен метод определения максимальной энергии ионов и оценки их распределения по скоростям с помощью сверхтонких фольг. Методика получения и применения фольг детально изложена в работе тех же авторов [10]. Метод получил довольно широкое распространение. Результаты измерений, описанные в работе [45], показали, что напряженность магнитного поля в диапазоне 4000—8000 Э не влияет на энергию ионов. Изменение напряжения, ускоряющего ионы от 20 до 45 кэВ, меняет энергию ионов от 3 до 5,5 кэВ. Распределение ионов по энергиям (от 1 кэВ и больше) характеризуется быстрым и монотонным убыванием относительной интенсивности ионов с увеличением их энергии.

В 1960 г. опубликована работа Л.И. Рудакова [46], в которой автор предлагает и разбирает механизм удержания частиц в пробкотронах за счет сил, возникающих в плазме при возбуждении в ней электромагнитных колебаний большой амплитуды. Отмечая, что этот механизм имеет много общего с системами «Иксион» и «Гомополяр» (доклады США № 2383 и 373 соответственно на Второй международной конференции по мирному использованию атомной энергии), автор рассматривает движение заряженной частицы при одновременном действии на нее постоянного во времени, но меняющегося в пространстве магнитного поля H и переменного во времени электромагнитного поля В известной мере работа [46] обобщает результаты некоторых работ автора [47] и [48]), что он и отмечает. Вывод, правда, не очень утешительный: «...Удержание плазмы в ловушке с магнитными пробками при возбуждении в ней электромагнитных колебаний с эллиптической (в частном случае круговой) поляризацией возможно, если выполняется условие ». Давление электромагнитного поля должно быть больше давления плазмы...

Есть ряд работ А.М. Дыхне (частично с соавторами), посвященных точности адиабатического инварианта, в том числе и по сохранению магнитного момента заряженной частицы в разреженной и плотной плазме. Но в те годы A.M. Дыхне еще не работал в ИАЭ, поэтому работы не рассматриваются.





оставить комментарий
страница1/2
Дата10.03.2012
Размер0,61 Mb.
ТипДокументы, Образовательные материалы
Добавить документ в свой блог или на сайт

страницы:   1   2
плохо
  1
Ваша оценка:
Разместите кнопку на своём сайте или блоге:
rudocs.exdat.com

Загрузка...
База данных защищена авторским правом ©exdat 2000-2017
При копировании материала укажите ссылку
обратиться к администрации
Анализ
Справочники
Сценарии
Рефераты
Курсовые работы
Авторефераты
Программы
Методички
Документы
Понятия

опубликовать
Загрузка...
Документы

Рейтинг@Mail.ru
наверх