Газодинамическая ловушка (ГДЛ), идея создания которой принадлежит В. В. Мирнову и Д. Д. Рютову [1], появилась благодаря стремлению увеличить время удержания плазмы по сравнению с классической зеркальной ловушкой [2,3] без привлечения непроверенных новых принципов. В отличие от зеркальной ловушки, где удержание бесстолкновительных частиц плазмы обусловлено законами сохранения энергии и магнитного момента, ГДЛ предназначена для удержания столкновительной плазмы с изотропным в пространстве скоростей максвелловским распределением частиц. Условие столкнови-тельности выражается в том, что длина свободного пробега ионов относительно рассеяния в конус потерь много меньше длины системы:
L" Xii’lnRm/Rm, (0.1) где ц — длина свободного пробега ионов относительно рассеяния на угол порядка единицы, L — длина ловушки, Rm — пробочное отношение, которое в ГДЛ предполагается большим (Rm 1). В этих условиях механизм удержания частиц плазмы аналогичен удержанию столкновительного газа в сосуде с малым отверстием. Время удержания плазмы в такой ловушке легко определить при помощи простой газодинамической оценки: т «L • Rm/vi, (0.2) где Vi — средняя тепловая скорость ионов, что и служит оправданием названия системы.
Очень важным достоинством газодинамической ловушки является простая и надежная физика продольного удержания плазмы. Легко видеть, что продольные потери частиц в ГДЛ практически не зависят от скорости рассеяния [4]. Чтобы получить нужное для реакторных приложений время удержания, необходимо увеличить пробочное отношение, насколько это допускается техническими ограничениями, и соответственно увеличить длину ловушки.
Другим замечательным достоинством газодинамической ловушки является возможность достижения МГД устойчивости плазмы в рамках осесим-метричной конфигурации магнитного поля [1,4]. Это возможно благодаря относительно высокой плотности плазмы, истекающей в запробочную область — расширитель, где кривизна силовых линий магнитного поля может быть сделана благоприятной для обеспечения МГД устойчивости плазмы в ловушке. Для усиления стабилизирующего действия в некоторых случаях целесообразно заменить расширитель на МГД-якорь другого типа, например на антипробкотрон (касп) [5,6]. Важно отметить, что газодинамическая ловушка обладает еще одним очень важным достоинством, характерным для магнитных систем открытого типа (пробкотронов). Согласно результатам теоретического анализа МГД устойчивость в ГДЛ сохраняется при высоких значениях плазменного (3 (/? = 87 т • Р/В2 — отношение давления плазмы к давлению магнитного поля), вплоть до /3 = 0.3 — 0.7 [7].
Пожалуй главный недостаток ГДЛ, с точки зрения реакторных приложений, заключается в том, что при использовании технически достижимых на сегодняшний день магнитных полей в пробках минимальная длина термоядерного реактора на ее основе равна нескольким километрам [4]. Такая длина сегодня кажется слишком большой, однако принципиально не закрывает перспективы развития термоядерных реакторов на основе ГДЛ в будущем. Более того, вероятные прорывы в области технологий создания сверхсильных магнитных полей (к примеру, достижения мегагауссных напряженностей с использованием теплых сверхпроводников) могли бы сделать газодинамическую ловушку весьма привлекательной с точки зрения перспектив использования в качестве термоядерного реактора.
Тем не менее, более реалистичным на сегодняшний день кажется предложение использовать ГДЛ в качестве нейтронного источника, т. е. термоядерного реактора с высокой плотностью нейтронного потока и относительно низким КПД [8]. Источник нейтронов DT реакции с энергиями близкими к 14 МэВ и плотностью мощности потока ~ (1 — 4) МВт/м2 сегодня становится все более необходимым для специалистов в области термоядерного материаловедения, перед которыми стоит одна из сложнейших проблем термоядерных исследований — задача поиска материалов, обладающих адекватной нейтронной стойкостью, для создания первой стенки будущих DT реакторов [9]. Существуют также предложения использовать нейтронные источники такого типа для дожигания радиоактивных отходов и в качестве драйверов подкри-тических реакторов деления.
Рассмотрим кратко физические основы проекта источника нейтронов на базе газодинамической ловушки, а также его отличительные особенности, следуя [10]. Главной частью установки (см. рис. 0.1) является осесимметрич-ный пробкотрон длиной «10 метров с пробочным отношением Rm ~ 20, предназначенный для удержания двухкомпонентной плазмы. Одна из компонент — столкновительная мишенная плазма с изотропной в пространстве скоростей максвелловской функцией распределения частиц — имеет температуру электронов и ионов 0.5 — 1.0 кэВ и плотность (2 — 5) • 1014 см-3. Для этой компоненты характерен газодинамический режим удержания, так как длина пробега ионов относительно рассеяния в конус потерь не превышает длину ловушки. Другая компонента — быстрые ионы с энергиями, лежащими в термоядерном диапазоне. Быстрые ионы образуется в результате мощной атомарной инжекции. Для данной компоненты характерен бесстолкно-вительный, адиабатический режим удержания. Популяция быстрых ионов, в свою очередь, имеет две компоненты, а именно дейтоны и тритоны, которые, сталкиваясь, вступают в термоядерные реакции. Энергия атомарной инжекции при этом предполагается 100 — 130 кэВ при мощности 20 — 60 МВт.
Рис. 0.1: Конструкция источника нейтронов на основе газодинамической ловушки [10].
Плотность и температура мишенной плазмы, а также энергия частиц в атомарных пучках находятся в таком соотношении, что характерное время торможения быстрых ионов оказывается много меньшим, чем характерное время их рассеяния на угол порядка единицы. Атомарная инжекция ведется под углом около 30° по отношению к оси установки. При этом быстрые ионы, совершая продольные баунс-колебания между точками остановки, сохраняют малый угловой разброс, характерный для инжектированных атомарных пучков. В этих условиях, вблизи областей отражения частиц продольный профиль плотности быстрых ионов, а следовательно и профиль потока нейтронов за счет термоядерных реакций оказываются пикированными. Таким образом, наклонная инжекция нейтральных атомов позволяет разнести в пространстве область захвата пучков и зону испытаний нейтронного генератора (см. рисунок 0.2). Кроме того, это позволяет минимизировать отрицательный вклад быстрых ионов в магнитогидродинамическую (МГД) устойчивость двухкомпонентной плазмы при правильном выборе формы силовых линий. Существуют даже предложения по МГД стабилизации плазмы при помощи популяции быстрых ионов, для чего предполагается использовать специальную конфигурацию магнитного поля с благоприятной в смысле МГД устойчивости кривизной силовых линий вблизи областей отражения быстрых ионов [11,12]. В месте с тем, наклонная инжекция эффективно уменьшает анизотропию их функции распределения в пространстве скоростей, что в свою очередь благоприятно влияет на микроустойчивость популяции быстрых ионов.
Роль мишенной плазмы заключается в том, что она, во-первых, обеспечивает захват пучков, во-вторых, осуществляет МГД стабилизацию двухкомпонентной плазмы. Кроме того, наличие теплых ионов с изотропным в пространстве скоростей распределением позволяет стабилизировать микронеустойчивости, вызванные анизотропией углового распределения быстрых ионов [13]. расширитель пробки пучки пробки.
Рис. 0.2: Конфигурация магнитного поля и продольное распределение плотности плазмы в проекте источника нейтронов на основе газодинамической ловушки.
Проект источника нейтронов на основе ГДЛ имеет ряд преимуществ по сравнению с другими подобными проектами на базе систем для магнитного удержания плазмы [14,15,16]. Это прежде всего осесимметричная геометрия, благоприятные условия для стабилизации МГД и кинетических неустойчи-востей. Подробный обзор теоретических работ по удержанию плазмы в ГДЛ опубликован в [17].
Для экспериментального исследования удержания плазмы в газодинамической ловушке была создана и успешно работает в течение ряда лет в Институте ядерной физики им. Г. И. Будкера СО РАН установка ГДЛ. На установке осуществляется моделирование физических процессов в источнике нейтронов при меньшем уровне параметров плазмы, а также проводится ряд исследований, направленных на изучение физики удержания плазмы, как в газодинамической ловушке, так и в открытых магнитных системах других типов.
Одним из наиболее важных элементов программы исследований на установке ГДЛ является изучение удержания быстрых ионов [18]. Этот пункт программы подразумевает подробное изучение кинетики торможения и рассеяния быстрых ионов, выявление роли возможных механизмов аномальных потерь, таких как рассеяние на микрофлуктуациях в плазме, нарушение адиабатичности движения, вызванное несовершенством магнитной системы, и т. д. Следует подчеркнуть, что в источнике нейтронов скорость рассеяния быстрых ионов должна быть близка к классической, определяемой парными кулоновскими столкновениями. Наличие аномалий в скорости рассеяния, не вызывающее еще существенного уменьшения времени удержания за счет ухода частиц в конус потерь, приводит к уширению угловой функции распределения быстрых ионов, что неминуемо влечет за собой уменьшение пикировки продольного профиля потока нейтронов и тем самым снижает эффективность нейтронного генератора.
В предыдущих экспериментах на установке ГДЛ релаксация быстрых ионов была исследована экспериментально и численно с использованием компьютерных кодов, основанных на теории кулоновских столкновений. Детальные сравнения скорости торможения, энергетических и угловых распределений быстрых ионов, которые были измерены в эксперименте и получены численно, позволили заключить, что с точностью до ошибок измерений парные кулоновские столкновения определяют релаксацию горячих ионов. Не наблюдался также в экспериментах аномальный поперечный перенос быстрых ионов в режимах с высоким значением /3 [19].
Выводы, сделанные в [19] относительно кулоновской кинетики релаксации и рассеяния быстрых ионов в ГДЛ, имеют определяющее значение для развития проекта генератора нейтронов на основе газодинамической ловушки. В связи с этим было принято решение провести дополнительные эксперименты, независимо подтверждающие результаты исследований, описанных в [19].
Одним из таких экспериментов, является прямое моделирование нейтронного источника при сильно уменьшенном выходе термоядерной реакций. Такое моделирование можно осуществить путем замены пучков атомов водорода, инжектируемых в мишенную плазму, на дейтериевые пучки. При столкновениях быстрых дейтонов между собой, а также с дейтонами мишенной плазмы (если она дейтериевая) возможны термоядерные реакции, продуктами которых являются протоны с энергией 3.02 МэВ, тритоны с энергией 1.01 МэВ, нейтроны с энергией 2.45 МэВ и альфа-частицы Не3, обладающие энергией 0.82 МэВ. Эти компоненты рождаются приблизительно в равных пропорциях.
Абсолютная величина интенсивности термоядерной реакции очень чувствительна к плотности и энергетическому распределению быстрых ионов. Кроме того, продольное распределение потока продуктов DD реакции связано с функцией распределения быстрых ионов по углу и чувствительно к ширине их углового распределения.
Методы регистрации заряженных частиц и нейтронов с энергиями около 1 МэВ, используемые в ядерной физике и физике элементарных частиц, в принципе, позволяют «поштучно» регистрировать частицы и с достаточной точностью производить анализ их энергий.
Таким образом, метод дополнительной проверки результатов изучения удержания быстрых ионов может заключаться в сравнении измеренного продольного профиля потока продуктов DD реакции из плазмы ГДЛ с результатами расчетов. Такой подход к методике перекрестной проверки результатов изучения удержания быстрых ионов был принят в программе исследований на установке ГДЛ. Его реализация и являлась целью данной работы. Для достижения этой цели необходимо было решить следующие задачи:
• создать необходимую аппаратуру для измерения пространственного про-. фил я потока продуктов термоядерной реакции на установке ГДЛ;
• произвести численное моделирование пространственных профилей выхода продуктов DD реакции при инжекции пучков атомарного дейтерия, основанное на теории кулоновских столкновений и учитывающее специфику эксперимента на ГДЛ;
• провести измерения пространственного профиля потока продуктов термоядерной реакции и экспериментально продемонстрировать пикировку продольного профиля;
• сравнить результаты измерений с результатами численного моделирования, сделать вывод о соответствии кинетики торможения и углового рассеяния быстрых дейтонов предсказаниям теории парных кулоновских столкновений.
Диссертационная работа имеет следующую структуру. В первой главе описаны особенности установки ГДЛ и временная последовательность работы ее систем. Глава заканчивается таблицей с параметрами установки ГДЛ для используемого в данной работе режима. Во второй главе описаны наиболее важные диагностики, которые включали в себя модернизированное томсоновское рассеяние, обеспечивающее измерение температуры электронов в различных радиальных положениях, и разработанные для этих экспериментов датчики потока продуктов DD реакции (3.02 МэВ протонов и 2.45 МэВ нейтронов). Приведены процедуры обработки сигналов обеих диагностик. В третьей главе приведены сечения термоядерных реакций и описаны математические модели, привлекаемые для объяснения полученных экспериментальных результатов. В четвертой главе приведены результаты измерения продольного и поперечного профилей потока продуктов DD реакции и проведено сравнение с результатами расчетов. Показано существенное влияние величины ларморовского радиуса на измеряемые профили и абсолютную величину выхода продуктов DD реакции. Результаты работы позволяют сделать вывод, что парные кулоновские столкновения определяют кинетику торможения и углового рассеяния быстрых дейтонов. В заключении кратко сформулированы основные результаты работы.
Заключение
.
В заключении приведем основные результаты и выводы диссертационной работы:
• создана система измерения пространственного профиля потоков продуктов DD реакции на установке ГДЛ;
• модернизирована система томсоновского рассеяния, что позволило существенно увеличить возможности диагностического комплекса установки ГДЛ в области изучения удержания быстрых ионов;
• впервые экспериментально продемонстрирована продольная пикировка потоков продуктов термоядерной реакции в ГДЛ при наклонной инжекции дейтериевых пучков;
• проведено хордовое измерение поперечного профиля потока продуктов DD реакции;
• построена математическая модель, позволяющая моделировать пространственный профиль выхода продуктов термоядерных реакций в экспериментах на установке ГДЛ с учетом конечного ларморовского радиуса;
• проведено сравнение результатов измерения продольного профиля потока продуктов термоядерной реакции с результатами численного моделирования, которое позволяет сделать вывод о соответствии кинетики торможения и углового рассеяния быстрых дейтонов предсказаниям теории парных кулоновских столкновений.
В заключение автор выражает глубокую признательность научным руководителям д.ф.-м.н. Иванову Александру Александровичу и д.ф.-м.н. Ба-грянскому Петру Андреевичу за плодотворные обсуждения и постоянную помощь в работе. Автор выражает также искреннюю благодарность А. В. Аникееву, А. А. Лизунову, С. В. Мурахтину, А. А. Зуеву, А. Н. Карпушову, Ю. А. Цидулко, В. В. Приходько, А. Н. Шукаеву, Д. Н. Степанову, В. Н. Бородкину, Л. В. Анкудинову и другим сотрудникам лаборатории 9−1 оказавшим большую помощь на разных этапах работы.
