Физика плазмы, 2022, T. 48, № 12, стр. 1193-1205

1. ВВЕДЕНИЕ

В связи с разработкой токамаков нового поколения, таких как ИТЭР, DEMO и др. возникла необходимость решения ряда научных и инженерных задач. К числу таких задач относится исследование быстрых частиц, рождающихся в плазме в виде продуктов термоядерного синтеза или в ходе дополнительного нагрева. На проектируемом в настоящее время токамаке с реакторными технологиями ТРТ [1, 2] планируется использование мощных систем дополнительного нагрева [3, 4]. Эксперимент на токамаке ТRТ предоставляет возможность изучить распределение быстрых частиц в плазме в условиях высокого магнитного поля.

Высокотемпературная плазма является источником гамма-излучения, которое может быть зарегистрировано гамма-спектрометрами и которое может предоставить информацию о соотношении компонентов термоядерного топлива, распределении быстрых ионов и эффективности дополнительного нагрева. Особый интерес представляет измерение гамма-излучения, испускаемого в реакциях термоядерного синтеза, а также в реакциях с альфа-частицами – продуктами термоядерного синтеза. Гамма-спектрометрия горячей плазмы продемонстрировала свою эффективность в изучении быстрых частиц на токамаке JET [5–7], для токамака ITER проектируются системы радиальных гамма-спектрометров и гамма-спектрометра в составе системы анализаторов атомов перезарядки [8, 9].

Кроме того, в настоящее время существует острая потребность в понимании и смягчении последствий генерации убегающих электронов (УЭ), что важно для безопасной эксплуатации токамака. По этой причине изучение и контроль УЭ признаны первоочередной задачей. Взаимодействие УЭ с материалами камеры токамака и примесями плазмы порождает интенсивную вспышку тормозного жесткого рентгеновского излучения (Hard X-Ray, HXR), которое может быть измерено гамма-спектрометрами. В экспериментах на токамаках FT-2 [10, 11], TUMAN-3M [12], JET [13, 14], ASDEX Upgrade [15, 16], DIII-D [17] и других, спектрометры жесткого рентгеновского излучения предоставляют важнейшую информацию о генерации убегающих электронов, их временной эволюции и энергетическом распределении.

При проектировании токамака ТRТ рассматривается возможность использования высокоэффективных гамма-спектрометров для диагностики быстрых ионов и ускоренных электронов. В данной статье мы представляем возможные решения организации гамма-спектрометрической системы на токамаке ТRТ, а также проводим оценки сигналов, предоставляемых гамма-спектрометрами для различных сценариев плазменного эксперимента.

2. ПРЕДЛАГАЕМОЕ РАСПОЛОЖЕНИЕ ГАММА-СПЕКТРОМЕТРОВ

Для диагностики быстрых частиц на токамаке ТRТ методами гамма-спектрометрии предлагается использовать два типа спектрометров: LaBr₃(Ce) и HPGe. Сцинтилляционные детекторы с кристаллами LaBr₃(Ce) являются лучшими среди неорганических сцинтилляторов по энергетическому разрешению (~3% для линии 0.662 МэВ) и световыходу (63 фотона/кэВ) [18]. На ТРТ предлагается использовать детекторы с кристаллами LaBr₃(Ce) с размерами ∅76 мм × × 76 мм. Эти детекторы обладают высокой эффективностью регистрации гамма-квантов в МэВном диапазоне и коротким временем высвечивания ~16 нс, что позволяет достичь высоких скоростей счета в спектрометрическом режиме измерений. Фактически, предельная загрузка для этих детекторов ограничена характеристиками фотоэлектронных умножителей (ФЭУ). Эксперименты показали, что LaBr₃(Ce) детекторы стабильно работают до загрузки ~2 × 10⁶ с^–1 [19, 20]. Так как ФЭУ чувствительны к действию магнитного поля, детекторы должны быть снабжены магнитными экранами.

Полупроводниковые HPGe детекторы предоставляют высокое энергетическое разрешение ~2.1 кэВ, что позволяет проводить анализ формы линий гамма-переходов, уширенных эффектом Доплера, и восстанавливать энергетическое распределение реагирующих частиц по допплеровскому уширению [21]. HPGе детекторы обладают меньшей эффективностью регистрации и скоростью счета, обычно не превышающей 2 × 10⁵ с^–1. Современные модификации HPGe детекторов снабжены электрическими кулерами, охлаждающими кристаллы до температуры –185°C без использования жидкого азота. Кулеры также чувствительны к действию магнитного поля, поэтому должны быть защищены магнитными экранами.

Для проведения измерений профиля источника гамма-излучения в плазме предлагается установить 9 детекторов LaBr₃(Ce) с линиями обзора плазмы в полоидальном сечении камеры токамака, как показано на рис. 1. Один HPGe спектрометр устанавливается таким образом, чтобы он просматривал центральную область плазмы квазирадиально. Предлагаемое расположение LaBr₃(Ce) и HPGe спектрометров с обзором плазмы в экваториальной плоскости показано на рис. 2.

Для обеспечения защиты детекторов от действия рассеянного нейтронного излучения и магнитного поля предлагается расположить эти детекторы на расстоянии от камеры токамака 8–10 м и снабдить их соответствующей защитой. Детекторы LaBr₃(Ce) и HPGe необходимо разместить в защитном блоке (магнитный стальной блок вокруг LaBr₃(Ce) и кулера HPGe, а также железоводный блок во фронтальной части защиты), снабженном коллиматорами длиной 100 см, просматривающими камеру токамака. Для ослабления потока нейтронов в экспериментах с дейтериевой и DT-плазмой в каналах этих коллиматоров будут установлены нейтронные аттенюаторы на основе прессованного порошка гидрида лития (LiH), помещенного в герметичный стальной корпус [22, 23]. Диаметр коллиматора без аттенюатор 60 мм, c LiH-аттенюатором – 50 мм. Использование таких аттенюаторов уменьшит поток быстрых нейтронов на детектор более чем на четыре порядка, при этом поток гамма-квантов с энергией 4 МэВ ослабнет менее, чем в раз.

На линии обзора плазмы детекторами установлена система дополнительных коллиматоров – стальной блок с отверстиями ∅100 мм. Коллиматорный блок устанавливается на расстоянии ~3 м от защитного блока с детекторами (см. рис. 1 и 2). Такая конфигурация расположения детекторов с радиационной защитой позволяет локализовать обозреваемую область плазмы и защитить детекторы от рассеянного нейтронного и гамма-излучения. На рис. 3 показаны линии обзора плазмы детекторами системы гамма-спектрометров, наложенные на рассчитанный профиль источника нейтронов в разряде с дейтериевой плазмой. Область плазменного шнура, видимая детекторами, ограничена длиной патрубка порта: чем длиннее патрубок, тем меньшая доля плазмы по вертикали будет доступна для наблюдений. При длине патрубка 3.2 м детекторы будут просматривать область плазменного шнура 120 см по вертикали. В области большого радиуса тора R = 215 см пространственное разрешение системы составит 12 см при диаметре видимой области плазмы для отдельного детектора около 25 см. Энергетический диапазон измерений гамма-излучения рассматриваемой системы составит 0.1–30 МэВ. Потери потока гамма-излучения в этом диапазоне при прохождении через заглушку порта, если она составит ~10 мм, рассматриваются как допустимые. Порт может использоваться другими системами токамака при условии, что элементы этих систем не будут пересекать линии обзора плазмы детекторами.

Перед использованием в экспериментах с горячей плазмой гамма-спектрометры должны быть откалиброваны в измерениях с радиоактивными источниками и в экспериментах на пучке циклотрона. Калибровка должна включать измерение энергетической зависимости эффективности и энергетического разрешения спектрометров. Проведение in-situ калибровки гамма-спектрометров на токамаке является трудно выполнимой задачей из-за больших размеров установки, что влечет за собой необходимость использования высокоактивных источников. Проблема может быть решена проведением Монте-Карло расчетов прохождения гамма-излучения из плазмы в направлении детекторов после размещения спектрометров в экспериментальном зале.

3. ВОССТАНОВЛЕНИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ПРОТОНОВ В ВОДОРОДНОЙ ПЛАЗМЕ

В режимах с инжекцией пучков нейтральных атомов водорода в водородную плазму информация о распределении быстрых протонов может быть получена из спектров гамма-излучения, содержащих линии гамма-переходов ядра ¹⁰B, образовавшегося в результате реакции радиационного захвата ⁹Be(p, γ)¹⁰B. Так как планируется, что стенка камеры токамака, обращенная к плазме, будет изготовлена с использованием бериллия (аналогично токамакам JET-ILW и ITER), можно ожидать высокое содержание примеси бериллия в плазме ТRТ: в работе [24] приводится содержание бериллия в плазме JET 0.5%, в ИТЭР содержание бериллия может достичь 2% [8]. Реакция ⁹Be(p, γ)¹⁰B имеет низкий кулоновский барьер около 100 кэВ, но относительно низкое полное сечение реакции в диапазоне до 500 кэВ (~14 мкбн на резонансе 320 кэВ) [25, 26]. Так как реакция имеет высокий энергетический выход Q = 6.586 МэВ [27], ядро ¹⁰B рождается с высокой энергией возбуждения, которое снимается сериями гамма-переходов. Наиболее применимыми для наблюдения являются переходы в основное состояние, а также в первое (0.718 МэВ) и второе (1.74 МэВ) возбужденные состояния. В последнем случае окончательное возбуждение ядра снимается каскадными переходами 0.718 и 1.022 МэВ. На рис. 4 приведены функции возбуждения переходов в основное, первое и второе возбужденное состояние ядра ¹⁰B, а также переходов 0.718 и 1.022 МэВ.

Планируется, что токамак ТRТ будет оснащен инжекторами нейтральных частиц с энергией инжектируемого водорода 500 кэВ с суммарной мощностью до 20 МВт [3]. Энергетическое распределение быстрых ионов водорода, полученное с помощью решения уравнения Фоккера–Планка для параметров плазмы, представленных в работе [2], показано на рис. 5.

Полученное распределение было использовано при моделировании спектров гамма-излучения из плазмы токамака. Для моделирования в коде MCNP (Monte-Carlo N-Particle code [28]) была разработана упрощенная модель камеры токамака и спектрометров LaBr₃(Ce) и HPGe, помещенных в защиту от рассеянного излучения. При моделировании задавался источник гамма-излучения, радиальное (Z = 44 см) и вертикальное (R  = 220 см) распределение интенсивности которого показаны на рисунках 6a и 6б, соответственно. На рис. 6б штриховкой показана часть распределения, видимая детектору через систему коллиматоров. Полученный в результате моделирования спектр гамма-излучения показан на рис. 7. Как видно на рисунке, спектр включает несколько линий гамма-переходов с высокой интенсивностью.

С учетом функций возбуждения соответствующих переходов (рис. 4) анализ форм линий дает возможность восстановить энергетическое распределение протонов в видимом для детектора объеме плазмы. Пусть частица A с массой m_A и скоростью ${{{v}}_{A}}$ взаимодействует с покоящейся частицей B с массой m_B, в результате чего образуется возбужденное ядро C с массой m_C, которое затем испускает гамма-квант с энергией E_γ. То есть мы имеем дело с реакцией радиационного захвата B(A, γ)C. Тогда из кинематических уравнений энергия E_γ равна

где m_C – масса ядра C; ${{{v}}_{C}}$ – скорость движения ядра C; ${{{v}}_{A}}$ – скорость движения частицы A; α – угол между направлениями движения частицы C и испускания гамма-кванта; с – скорость света; Q* – энергия возбуждения ядра C: где m_B – масса ядра B; m_A – масса частицы A. Эта формула связывает энергию родившегося гамма-кванта со скоростью частиц ${{{v}}_{A}}$. Видно, что энергия гамма-кванта оказывается больше величины Q реакции. Число реакций с частицами, скорость которых равна ${{{v}}_{A}}$, определяется соотношением где $\sigma ({{{v}}_{A}})$ – сечение реакции между ядрами A и B при скорости ${{{v}}_{A}}$; n_B – концентрация ядер B; n_A – концентрация ядер A; $f({{{v}}_{A}})$ – функция распределения частиц A. Таким образом, зная функцию распределения частиц A по энергии, можно построить спектр гамма-излучения из реакции B(A, γ)C. Верно и обратное: из измеренной формы линии гамма-перехода возможно восстановить распределение налетающих частиц. Члены с cos(α) в формуле (1) описывают влияние эффекта Доплера на энергию наблюдаемого гамма-кванта. Значение этого члена будет зависеть от распределения частиц в пространстве скоростей. Для рассматриваемого случая реакции типа B(A, γ)C основной вклад в энергию испускаемого кванта будут вносить величина Q реакции и кинетическая энергия взаимодействующих ядер.

На рис. 8 показан спектр, зарегистрированный HPGe спектрометром при облучении толстой бериллиевой мишени пучком протонов с энергией 543 кэВ на циклотроне ФТИ им. А.Ф. Иоффе. В реакции радиационного захвата образовавшееся ядро ¹⁰B, в соответствии законам сохранения энергии и импульса, приобретает энергию возбуждения

где Q = M_Bec²+ m_pc²– M_Bc² – энергия реакции, M_B  – масса ядра ¹⁰B; M_Be – масса ядра ⁹Be; m_p – масса протона; c – скорость света; E_p = ${{m}_{p}}{v}_{p}^{2}{\text{/}}2$ – кинетическая энергия протона в лабораторной системе. Таким образом, энергия перехода в основное состояние зависит от кинетической энергии протонов, взаимодействующих с ядрами бериллия, кинетической энергией которых можно пренебречь. Этим объясняются уширения линий переходов в основное состояние ядра ¹⁰B, а также во второе возбужденное состояние $E_{B}^{*}$ = 1.74 МэВ, показанные на рис. 8.

В экспериментах с водородной плазмой без бериллиевых элементов внутри камеры система, по-видимому, может быть пригодна только для диагностики убегающих электронов, так как реакции протонов на углероде, который будет в этом случае основной примесью в плазме, имеют высокие энергетические пороги.

4. ВОССТАНОВЛЕНИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ БЫСТРЫХ ИОНОВ В ДЕЙТЕРИЕВОЙ ПЛАЗМЕ

Исследования на токамаке JET продемонстрировали эффективность применения комбинации инжекции пучка нейтральных атомов (Neutral Beam Injection, NBI) и ионно-циклотронного резонансного нагрева (Ion-Cyclotron Resonance Heating, ICRH) по схеме трехкомпонентного нагрева плазмы [7, 24]. На токамаке ТRТ могут также быть реализованы сценарии с дейтериевой плазмой с примесью ³He и инжекцией пучков нейтрального дейтерия.

Проведено моделирование спектров гамма-излучения из дейтериевой плазмы с примесью ³He и инжекцией пучка нейтрального дейтерия для энергетического распределения дейтерия в высокоэнергичной области, показанного на рис. 9. Форма энергетического распределения дейтерия аналогична распределению, рассчитанному кодом TRANSP для характерного разряда на токамаке JET с 25% примесью ³He в дейтериевой плазме [7], с инжекцией пучка дейтерия энергией ~100 кэВ мощностью около 10 МВт, сопровождавшейся ICRF нагревом мощностью 6 МВт.

Частицы дейтерия с высокой энергией взаимодействуют в плазме с ядрами примесей, прежде всего, с бериллием, в результате чего происходят ядерные реакции, в том числе и с испусканием гамма-излучения. На рис. 10 показаны функции возбуждения некоторых гамма-переходов ядер ⁹Be и ¹⁰B, образовавшихся в реакциях ⁹Be(d, nγ)¹⁰B и ⁹Be(d, γp)¹⁰Be.

На рис. 11 показан спектр, рассчитанный для источника с пространственным распределением, показанным на рис. 5 и для энергетического распределения ионов дейтерия, приведенного на рис. 9. Плотность примеси бериллия в центральной области плазмы была принята 10¹⁸ м^–3; выход нейтронов 10¹⁷ с^–1. Модель системы, разработанная для кода MCNP, содержит нейтронный LiH аттенюатор длиной 100 см, встроенный в коллиматор радиационной защиты спектрометров. Диаметр апертуры коллиматора, заполненного таблетками LiH, в расчетах был равен 50 мм. Был оценен спектр и поток фонового гамма-излучения, индуцированного нейтронами, образовавшимися в ходе D–D-реакции синтеза.

На спектре гамма-излучения, полученном в ходе моделирования для спектрометра LaBr₃(Ce), отчетливо видны пики с энергиями 2.86, 3.37 и 3.59 МэВ со скоростью счета в пиках 1150, 800 и 280 c^–1, соответственно. Отношение пик/фон 3, 2 и 0.7, соответственно.

5. ДИАГНОСТИКА АЛЬФА-ЧАСТИЦ В DT-ПЛАЗМЕ

Одной из ключевых задач, стоящих перед термоядерными установками нового поколения является изучение условий рождения и удержания альфа-частиц – продуктов термоядерного синтеза. Для оценки способности гамма-спектрометрических методов предоставить информацию о профиле рождения и удержания альфа-частиц в плазме токамака ТRТ было проведено моделирование источника гамма-излучения из дейтериевой плазмы с 1% примесью трития. Разряд в плазме с таким изотопным составом является одним из рассматриваемых сценариев для ТRТ. В качестве входных данных была принята средняя электронная плотность n_e = 10²⁰ м^–3, средняя электронная температура 7–8 кэВ. Выход D–D-нейтронов с энергией 2.45 МэВ, так же, как и выход D–T-нейтронов с энергией 14 МэВ, был взят 5 × 10¹⁷ с^–1. Температура ионов в центральной области плазмы, видимой для детектора с линией обзора в экваториальной плоскости плазменного шнура, была принята 15 кэВ при электронной плотности 1.2 × 10²⁰ м^–3. Для приведенных выше условий было проведено моделирование энергического распределения удерживаемых альфа-частиц. Полученное 0-D-распределение показано на рис. 12.

Моделирование гамма-спектра, который может быть зарегистрирован HPGe-детектором, было проведено без учета гамма-фона, индуцированного нейтронными потоками. Расчеты фона будут проведены после корректировки модели камеры токамака и определении материалов, используемых в вакуумной камере и в обращенных к плазме компонентах. Результат моделирования гамма-спектра показан на рис. 13.

На спектре виден широкий пик в районе 8–18 МэВ, соответствующий регистрации гамма- квантов из реакции T(d, γ)⁵He. В результате этой реакции образуется ядро ⁵He в возбужденном состоянии с энергией ~17 МэВ, которое разряжается гамма-переходами в основное или первое возбужденное состояние 1.27 МэВ [31]. Ядро ⁵He нестабильное и основное состояние имеет ширину 0.648 МэВ. Первый уровень возбуждения имеет более значительную ширину 5.57 МэВ. Соответственно, спектр гамма-квантов из реакции T(d, γ)⁵He представляет собой широкий пик в области высоких энергий. Пространственное распределение источника 14-МэВ нейтронов, а, следовательно, и 17 МэВ гамма-квантов при моделировании соответствовало профилям, показанным на рис. 6. Используя коэффициент ветвления для реакций T(d, γ)⁵He/T(d, n)⁴He B = (1.2 ± 0.3) × × 10^‒4, оцененный в работе [32] число рожденных 17-МэВ квантов при моделировании было задано, как R_{17 MeV} = 6 × 10¹³ с^–1. В модели был использован LiH-аттенюатор длиной 100 см и 5 см в диаметре. Оценка скорости счета HPGe-детектора в энергетическом диапазоне E > 10.5 МэВ, в котором вклад фонового излучения, индуцированного нейтронами, будет мал (<5%), составила 2.3 × × 10⁴ с^–1.

Также, на модельном спектре (рис. 13) отчетливо виден пик 4.44 МэВ из реакции ⁹Be(α, nγ)¹²C. Согласно расчетам для распределения альфа-частиц, показанного на рис. 12, и для плотности бериллия 10¹⁸ м^–3 отношение рождения 4.44 МэВ гамма к выходу нейтронов 14 МэВ составит 2.8 × 10^–5. Ожидается, что при обозначенных параметрах плазмы в пике полного поглощения 4.44 МэВ HPGe детектором будет зарегистрировано ~1.1 × 10⁵ событий в секунду. Анализируя форму линии, искаженную эффектом Доплера, возможно восстановить энергетическое распределение альфа-частиц, реагирующих с бериллием [21]. Для восстановления распределения альфа-частиц в пространстве скоростей по допплеровской форме линии 4.44 МэВ из реакции ⁹Be(α, nγ)¹²C необходимо иметь два ракурса обзора плазмы высокоточными HPGe-детекторами. Для обеспечения второй линии обзора возможно установить второй HPGe-спектрометр за анализатором атомов перезарядки (NPA) с тангенциальным углом обзора плазмы через канал NPA, если такой анализатор будет установлен на ТRТ.

Следует отметить, что для режима с DT 50%/50% плазмой для уменьшения общей загрузки детектора потребуется уменьшить диаметр коллиматора в детекторном блоке с 50 мм до 20 мм и диаметров отверстий в коллиматорном блоке с 100 мм до 50 мм, что уменьшит загрузку детектора примерно в 30 раз. Этого будет достаточно, чтобы не допустить перегрузки детекторов в полномасштабных экспериментах с DT-плазмой. Для более точной оценки характеристик разрабатываемой гамма-спектрометрической системы требуется проведение детального анализа конструкции камеры токамака и режимов плазменного разряда с дополнительным нагревом (NBI и ICRH).

6. ДИАГНОСТИКА УБЕГАЮЩИХ ЭЛЕКТРОНОВ ПО ИЗМЕРЕННОМУ ТОРМОЗНОМУ ИЗЛУЧЕНИЮ

Разрабатываемая для ТRТ гамма-спектрометрическая система может быть использована для диагностики убегающих электронов, что является первостепенной задачей для обеспечения безопасной эксплуатации высокомощной термоядерной установки. Измерения спектров жесткого рентгеновского излучения (HXR) в МэВ‑диапазоне энергий позволяют отслеживать рождение пучков убегающих электронов (УЭ), а также предоставляют информацию об их энергетическом и пространственном распределении [10–13, 16]. Задача своевременного обнаружения генерации убегающих электронов накладывает жесткие требования к диагностической системе. На ИТЭР ток убегающих электронов должен быть измерен с временным разрешение 10 мс; максимальная энергия УЭ должна быть определена с 20% точностью [33]. Использование высокоэффективных и быстрых спектрометров LaBr₃(Ce) является наилучшим решением этих задач.

Для восстановления функций распределения убегающих электронов используются методы деконволюции HXR-спектров, реализованные в коде DeGaSum [10, 13]. Код использует предварительно рассчитанные функции отклика детектора на моноэнергетическое гамма-излучение, а также функции генерации тормозного излучения в широком энергетическом диапазоне, который обычно составляет 0.1–30 МэВ.

Проведены расчеты генерации тормозного излучения в плазме токамака ТРТ с использованием кода MCNP. При моделировании электроны двигались в видимом для детектора плазменном объеме с энергетическим распределением, показанном на рис. 14а. Такое энергетическое распределение УЭ наблюдалось в плазме для средних и крупных токамаков, таких как ASDEX-Upgrade [16] и JET [13]. Распределение потока электронов имело гауссову форму в полоидальном сечении камеры токамака с максимумом на линии обзора с полной шириной на половине высоты ПШПВ = = 20 см в вертикальном направлении при R = = 220 см.

На рис. 14б показаны спектры HXR-излучения из водородной плазмы ТРТ с эффективным зарядом Z_eff = 1.5, которые может зарегистрировать LaBr₃(Ce) ∅76 мм × 76 мм без использования нейтронного аттенюатора при токе УЭ 200 кА. Треугольниками показан спектр для времени накопления 1 с, точками – для 10 мс. Расчеты показали, что при измерениях без аттенюатора с водородной плазмой максимальный ток УЭ, при котором детектор может работать в спектрометрическом режиме (скорость счета <2 × 10⁶ c^–1), составляет ~200 кА; с использованием аттенюатора – 4 МА. Временное разрешение предоставления данных о токе и максимальной энергии УЭ составит 1–10 мс. Проблема увеличения диапазона измеряемых токов УЭ в водородной плазме может быть решена установкой дополнительных детекторов с коллиматорами меньшего диаметра. Это может быть сделано по аналогии с решением для размещения HPGe-детектора (см. рис. 2). Уменьшение диаметра коллиматора в защитном блоке детекторов до 30 мм и диаметра отверстия в коллиматорном блоке до 50 мм уменьшит загрузку детектора примерно в 11 раз. Соответственно диапазон тока УЭ, при котором возможно измерение спектров HXR в водородной плазме, увеличится до 2.2 МА. Как показано в работе [8], в случае радиальной линии обзора плазмы детектором из-за высокой анизотропии углового распределения тормозного излучения вероятность регистрации высокоэнергетических квантов очень мала и энергетический диапазон измеряемого излучения будет ограничен величиной ~35 МэВ. Для увеличения диапазона следует установить детектор с тангенциальной линией обзора пучка, в случае доступности портов с тангенциальными портовыми патрубками. При этом пучок электронов должен двигаться в направлении детектора.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На проектируемом токамаке ТRТ гамма-спектрометрия горячей плазмы может предоставить полезную информацию об энергетическом и пространственном распределении быстрых ионов, генерируемых в ходе дополнительного NBI и ICRF-нагрева как в водородной, так и в дейтериевой и DT-плазме. Для восстановления пространственного распределения быстрых ионов и электронов было предложено установить 9 спектрометров LaBr₃(Ce), просматривающих плазму под различными углами в полоидальном сечении камеры токамака. Один полупроводниковый HPGe-детектор будет наблюдать плазму квази-радиально в экваториальной плоскости плазменного шнура. Для получения распределения быстрых ионов в пространстве скоростей из анализа доплеровского уширения гамма-линий возможно установить дополнительный HPGe-спектрометр за анализатором атомов перезарядки, имеющем тангенциальную линию наблюдения плазмы. Спектрометры предлагается установить на расстоянии ~10 м от центра плазменного шнура. Они должны быть оснащены соответствующей системой защиты от действия рассеянного нейтронного и магнитного излучений.

Информация о распределении быстрых частиц в экспериментах с нагревом водородной плазмы пучками нейтрального водорода с энергией 500 кэВ может быть получена из анализа формы и интенсивности линий гамма-переходов ядер ¹⁰B, образованных в реакции ⁹Be(p, γ)¹⁰B. Оценки, проведенные для мощности NBI-нагрева 20 МВт, показали, что пространственное распределение быстрых протонов может быть восстановлено при использовании 9 спектрометров, просматривающих плазму в полоидальном сечении под различными углами, с временным разрешением около 1 c. Энергетическое распределение может быть оценено с временным разрешением ~10 с. В дейтериевой плазме в разрядах с NBI- и ICRF-нагревом для восстановления энергетического и пространственного распределения энергичных частиц дейтерия могут быть использованы линии гамма-излучения из реакций ⁹Be(d, nγ)¹⁰B и ⁹Be(d, pγ)¹⁰Be.

В экспериментах с DT-плазмой гамма-спектрометрические измерения могут предоставить информацию о продуктах термоядерного синтеза, в первую очередь, об энергетическом и пространственном распределении альфа-частиц из измерений линии 4.44 МэВ реакции ⁹Be(α, nγ)¹²C. По измерениям 17-МэВ гамма-квантов можно судить о скорости реакции синтеза в DT и D-³He- плазмах. Следует отметить, что для D-³He-плазмы измерение 17 МэВ гамма-квантов является практически единственной возможностью измерения скорости реакции термоядерного синтеза, что было недавно продемонстрировано в экспериментах на JET [34].

Был рассмотрен возможный случай генерации ускоренных (убегающих) электронов в токамаке ТRТ и оценен сигнал гамма-спектрометров для плазмы с эффективным зарядом Z_eff = 1.5. Расчеты показали, что при измерениях без аттенюатора максимальный ток УЭ, при котором детектор может работать в спектрометрическом режиме, составляет ~200 кА, с использованием аттенюатора – 4 МА. Временное разрешение предоставления данных о токе и максимальной энергии УЭ составит 1–10 мс. Проблема увеличения диапазона измеряемых токов УЭ в водородной плазме может быть решена установкой дополнительных детекторов с коллиматорами меньшего диаметра. Для увеличения энергетического диапазона контролируемых УЭ следует установить детектор в порту с тангенциальной линией обзора плазмы (если это возможно). При этом пучок электронов должен двигаться в направлении детектора.

Следует отметить, что для детальной проработки конструкции и оценки характеристик разрабатываемой гамма-спектрометрической системы требуется проведение детального анализа конструкции камеры токамака и режимов плазменного разряда с дополнительным нагревом (NBI и ICRH).

Работа выполнена при поддержке Министерства образования и науки РФ в рамках государственного задания № 0040-2019-0023 и № 0040-2019-0024.