Физика плазмы, 2022, T. 48, № 8, стр. 685-693

1. ВВЕДЕНИЕ

Атомные анализаторы, способные измерять интенсивность и энергетическое распределение потоков атомов H⁰, D⁰, T⁰ и He⁰, испускаемых плазмой термоядерных установок, являются чрезвычайно эффективным инструментом получения информации об энергетических функциях распределения соответствующих ионов внутри плазмы. В этих приборах для ионизации входящего потока атомов обычно используются газовые или тонкие твердотельные мишени. При этом для энергетического и массового анализа вторичных ионов применяются различные схемы. Наибольшее распространение получили анализаторы, в которых такой анализ осуществляется с помощью магнитного и электрического полей в E || B конфигурации [1–3]. В частности, для термоядерного реактора ИТЭР разрабатывается комплекс, состоящий из двух анализаторов подобного типа для измерения изотопного состава плазмы [4]. Одним из неудобств таких приборов является необходимость использования довольно тяжелых магнитных систем, особенно для обеспечения работы в области МэВ-энергий. В плазменных экспериментах применяются также и анализаторы, лишенные данного недостатка, в которых дисперсия по энергии вторичных ионов происходит в электростатическом поле, а разделение по массам обеспечивается времяпролетной системой с использованием схемы совпадений [5–7]. Основной проблемой времяпролетных систем является необходимость размещения старт-детекторов вблизи вакуумного канала, соединяющего анализатор с плазмой. Это приводит к большой фоновой загрузке детекторов, вызванной нейтронным и гамма-излучением плазмы. Тем не менее в экспериментах, где выход нейтронов не ожидается таким большим как, например, в токамаке-реакторе ИТЭР, применение времяпролетных анализаторов является весьма перспективным.

В данной работе представлены результаты разработки нового времяпролетного анализатора для установки ТRТ [8]. Основное усовершенствование конструкции прибора состоит в использовании в качестве отклоняющей электростатической системы оригинального трехэлектродного цилиндрического конденсатора, обладающего двумерной фокусировкой ионов в плоскости, перпендикулярной траектории движения ионов. Это позволило существенно увеличить эффективность сбора ионов в детекторную систему анализатора (проницаемость). В качестве примера рассмотрена возможность применения нового анализатора в дейтерий-тритиевом режиме работы установки ТRТ. Приведены результаты анализа эффективности подавления радиационного фона в системе регистрации за счет использования метода совпадений и ожидаемые скорости счета в энергетических каналах прибора в разрядах с нейтральной инжекцией.

2. СХЕМА И ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ ВРЕМЯПРОЛЕТНОГО АНАЛИЗАТОРА

На рис. 1 представлена схема предлагаемого времяпролетного анализатора для регистрации потока атомов в диапазоне энергий 10–520 кэВ, который рассматривается как наиболее оптимальный для измерений на установке ТRТ. Выбранный диапазон позволит анализировать энергетические функции распределения как тепловых ионов плазмы, так и быстрых ионов нагревных пучков (энергия 500 кэВ), которые будут использоваться для генерации тока и нагрева плазмы [9, 10].

Рис. 1.

Схема времяпролетного атомного анализатора (вид в плоскости дисперсии по энергии). Энергии в каналах приведены для рабочего напряжения на цилиндрическом конденсаторе +25 кВ.

Анализатор построен по классической схеме с ионизацией атомов в тонкой пленке и разделением вторичных ионов по энергии в электростатическом поле и по массе во времяпролетном канале. Приведенная схема анализатора содержит пять энергетических каналов. Для обеспечения измерений в полном выбранном энергетическом диапазоне предполагается использовать три различные энергетические настройки, которые устанавливаются тремя значениями напряжения, подаваемого на электростатический конденсатор:

1. U = +5 кВ: энергии в каналах E_1–5 = 10, 16, 24, 36, 52 кэВ;

2. U = +25 кВ: энергии в каналах E_1–5 = 50, 80, 120, 180, 260 кэВ (соответствует рис. 1);

3. U = +50 кВ: энергии в каналах E_1–5 = 100, 160, 240, 360, 520 кэВ.

Тонкая углеродная пленка диаметром 10 мм и толщиной 100 Å расположена на входе в электростатическую диспергирующую систему (рис. 1) и обеспечивает обдирку атомов H⁰, D⁰, T⁰ с вероятностями, приведенными в таблице 1 для всех энергетических настроек и значений энергии в каналах анализатора [11]. В таблице представлены также значения углового разброса σ(θ) ионов после прохождения пленки, вычисленные с помощью программы SRIM 2013 [12].

Электростатический цилиндрический конденсатор с общей длиной 400 мм состоит из трех электродов: положительного, на который подается напряжение +5 кВ, +25 кВ или + 50 кВ и двух электродов с нулевым потенциалом. Конструкция электродов представлена в поперечном разрезе на рис. 2. Все электроды имеют радиус кривизны, равный 30 см. Оригинальная конструкция конденсатора обеспечивает двумерную фокусировку ионов в плоскости, перпендикулярной траектории их движения, тем самым увеличивая эффективность сбора ионов.

Рис. 2.

Конструкция электродов цилиндрического конденсатора (вид в плоскости перпендикулярной входному пучку ионов): 1 – положительный электрод, 2 и 3 – электроды с нулевым потенциалом, 4 – вход в диспергирующую систему (место преобразования входящего потока атомов в ионы), 5 – входное окно одного из каналов регистрации. Пунктирной линией показана траектория иона.

После отклонения в конденсаторе ионы в зависимости от их энергии распределяются по пяти времяпролетным каналам регистрации. Каждый канал содержит по два детектора ионов: старт-детектор на входе и стоп-детектор на выходе с диаметром чувствительной зоны 10 и 20 мм соответственно (рис. 3). Такая схема позволяет по измеренному времени пролета ионов определять их массу.

Рис. 3.

Схема времяпролетного канала регистрации: 1 – входная диафрагма, 2 – тонкая углеродная пленка, 3 – старт-детектор канала на основе МКП, 4 – стоп-детектор канала на основе МКП, L – длина канала регистрации.

Пучок ионов, сформированный входной диафрагмой времяпролетного канала регистрации, проходит через тонкую углеродную пленку и вызывает эмиссию электронов. Эти электроны, ускоряясь в электрическом поле, попадают на входное окно старт-детектора, представляющего собой шевронную сборку из двух микроканальных пластин (МКП) с отверстием в центре, и инициируют стартовый сигнал (подробнее о детекторах на основе МКП см., например, [13]). Далее ионы, пролетевшие через углеродную пленку и через отверстие в сборке МКП, попадают на стоп-детектор, также изготовленный на основе шевронной сборки МКП.

В качестве иллюстрации эффекта фокусировки в электростатической системе анализатора на рис. 4 показаны результаты расчета траекторий ионов в виде пространственного распределения меток попадания ионов с энергией 260 кэВ на входное окно стоп-детектора в энергетическом канале 5 (энергетическая настройка 2, U = = +25 кВ). Для сравнения на этом же рисунке показано пространственное распределение меток попадания ионов на стоп-детектор, если его расположить в прямом канале анализатора и регистрировать частицы без подачи напряжения на конденсатор (т.е. без фокусировки).

Рис. 4.

Пространственное распределение меток попадания ионов с энергией 260 кэВ на входное окно стоп-детектора: 1 – в энергетический канал 5 анализатора (энергетическая настройка 2), 2 – в прямой канал анализатора без подачи напряжения на конденсатор (т.е. без электростатической фокусировки).

Важно отметить, что длина каждого канала регистрации выбиралась таким образом, чтобы время пролета ионов определенной массы с энергиями, отвечающими выбранной энергетической настройке, было одинаковым, что позволяет унифицировать электронный блок совпадений. Выбранные длины каналов регистрации и соответствующие им времена пролета частиц от старт-детектора до стоп-детектора приведены в табл. 2.

3. РАСЧЕТ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРОВ АНАЛИЗАТОРА

С помощью программы численного моделирования были проведены расчеты основных параметров представленного времяпролетного анализатора. При этом учитывался угловой разброс ионов после прохождения тонких пленок и траекторное движение ионов в трехмерной конфигурации электростатического поля диспергирующей системы. Для простоты предполагалось равномерное распределение ионов по энергиям в канале регистрации. Результаты траекторного анализа – энергетическое разрешение каналов регистрации и эффективность сбора ионов (проницаемость) – представлены в табл. 3.

С учетом вероятности обдирки атомов (табл. 1), проницаемости каналов (табл. 3) и эффективности регистрации ионов детекторами на основе шевронной сборки МКП (~60%), была рассчитана абсолютная эффективность регистрации атомов для всех энергетических настроек анализатора. Результаты представлены в таблице 4. Необходимо отметить, что полученные расчетные данные должны быть скорректированы в процессе калибровки анализатора на пучках атомов водорода и дейтерия (калибровка на радиоактивном пучке трития производиться не будет).

Используя данные по энергетическому разбросу частиц (табл. 4) и длинам каналов регистрации (табл. 2), можно оценить временной интервал разброса между сигналами на старт-детекторе и стоп-детекторе. Для энергетического диапазона ΔE, который захватывает канал с энергией E, относительное время пролета ионов определяется как

Результаты расчета разброса времен пролета σ₁ приведены в табл. 5.

Если учесть временной разброс срабатывания электроники для старт-детектора σ₂ и для стоп-детектора σ₃ и предположить, что в обоих случаях он не превышает 2 нс, то можно рассчитать необходимые интервалы совпадений для каждой из частиц с учетом критерия 3σ, где σ – суммарный временной разброс

Результаты расчетов интервала совпадений 3σ, в который попадает, как известно, 99.7% событий [14], приведены в табл. 6 для всех энергетических настроек анализатора.

Исходя из полученных данных были выбраны следующие интервалы совпадений:

1. U = +5 кВ: H⁺ – 30 нс, D⁺ – 40 нс, T⁺ – 50 нс,

2. U = +25 кВ: H⁺ – 15 нс, D⁺ – 15 нс, T⁺ – 20 нс,

3. U = +50 кВ: H⁺ – 12 нс, D⁺ – 12 нс, T⁺ – 15 нс.

На рис. 5 приведены временные зависимости интервалов совпадений для всех трех энергетических настроек анализатора. Из графиков видно, что эти интервалы не перекрываются и в них практически полностью укладываются кривые совпадений для соответствующих ионов. Все кривые построены с учетом среднего времени пролета, приведенного в табл. 2.

Рис. 5.

Временные зависимости интервалов совпадений для трех энергетических настроек анализатора.

4. ОЦЕНКА ЭФФЕКТИВНОСТИ ПОДАВЛЕНИЯ РАДИАЦИОННОГО ФОНА В КАНАЛЕ РЕГИСТРАЦИИ

Работоспособность предложенной системы регистрации в условиях термоядерной плазмы определяется воздействием на детектирующую систему фонового нейтронного и гамма-излучения. Несмотря на то, что эффективность регистрации фонового излучения детекторами на основе шевронной сборки МКП относительно невелика, высокие уровни фонового излучения могут привести к перегрузке детекторов. Как известно, критическим уровнем интенсивности регистрируемых событий для таких детекторов является ~(1–3) × 10⁵ событий в секунду. При превышении этого уровня коэффициент усиления детектора резко падает, что приводит к невозможности регистрации полезных событий.

На рис. 6 приведены данные измерений эффективности регистрации от порога регистрации, выполненные для шевронной сборки МКП, при облучении ее потоком нейтронов и гамма квантов, генерируемых радиоактивными источниками Cf²⁵² и Co⁶⁰. Для сравнения на этом же рисунке приведена кривая эффективности регистрации для альфа-частиц (источник Am²⁴¹). Для проведения наших оценок выберем порог регистрации ~10⁶ электронов. Это вполне оправданно, так как при таком пороге эффективность регистрации тяжелых частиц уменьшается незначительно, примерно на 5%, в то время как из-за экспоненциально спадающего спектра эффективность регистрации фонового излучения ε составляет величину менее ~10^–3. Учитывая площади предлагаемых старт-детектора S_старт ~ 0.8 см² и стоп-детектора S_стоп ~ 3 см², получим оценку для предельно допустимого потока фонового излучения Ф_nγ max ~ 10⁸ см^–2 с^–1. Если ожидаемый поток фонового излучения в месте установки детекторов превышает эту величину, то для сохранения работоспособности системы регистрации требуется установка дополнительной защиты.

Рис. 6.

Данные измерений эффективности регистрации от порога регистрации, выполненные для шевронной сборки МКП: 1 – альфа-частицы (Am²⁴¹), 2 – нейтроны и гамма кванты (Сf²⁵²), 3 – гамма кванты (Co⁶⁰).

В качестве примера оценим вклад фоновых сигналов при регистрации потоков трития с наименьшей (10 кэВ) и наибольшей (520 кэВ) энергией в выбранном нами энергетическом диапазоне (табл. 1).

Скорость счета фоновых сигналов старт-детектора и стоп-детектора можно выразить формулами

Тогда интенсивность регистрируемых схемой совпадений фоновых сигналов n_фсс (в результате случайных совпадений) определится как

Для выбранных нами энергий трития разрешающее время составляет величины Δt_сс (10 кэВ) = 50 нс и Δt_сс (520 кэВ) = 15 нс (см. п. 3).

При потоке фонового излучения Φ_nγ max = = 10⁸ см^–2 с^–1 и эффективности регистрации фонового излучения детекторами ε = 10^-3 получаем, что интенсивность регистрируемых фоновых сигналов выбранных энергий трития будет примерно равна n_фсс (10 кэВ) = 1200 с^–1 и n_фсс (520 кэВ) = = 360 с^–1.

Важно отметить, что при этом за счет применения метода совпадений подавление фонового сигнала в стоп-детекторе очень сильное. Даже в случае регистрации трития с энергией 10 кэВ эта величина составит n_фсс/(S_стопΦ_nγ max) = 1200/(3 × × 10⁸) = 4 × 10^–6. То есть, проблемы с подавлением фона в каналах регистрации не существует, а основная проблема может заключаться в создании эффективной защиты детекторов от перегрузки фоновым излучением плазмы.

Оценки показывают, что для рассматриваемого дейтерий-тритиевого режима работы ТRТ потоки фонового излучения в месте расположения диагностического оборудования анализатора могут значительно превышать величину 10⁸ см^–2 с^–1. В основном это связано с тем, что на установке ТRТ не планируется создание общей нейтронной защиты. Проектирование локальной защиты анализатора будет возможным после проведения более детальных расчетов карты нейтронных полей. В том случае, если локальная защита окажется недостаточно эффективной, может быть использована также дополнительная фронтальная защита, устанавливаемая перед анализатором. Кроме того, для уменьшения влияния фонового излучения анализатор может быть размещен на большем расстоянии от токамака. Анализ роли фонового излучения в измерениях – следующий шаг в разработке диагностики для ТRТ.

5. ОЦЕНКА ПОЛЕЗНОГО СИГНАЛА

Возможности применения комплекса атомных анализаторов на ТRТ подробно рассмотрены в работе [15], где представлены варианты размещения диагностического оборудования и приведены результаты моделирования потоков атомов и ожидаемых скоростей счета для базового сценария установки (50/50 дейтерий-тритиевая плазма с B₀ = 8 Тл, I_p = 5 MA, 〈n_e〉 = 1 × 10²⁰ м^–3, при энергии инжекции дейтериевых пучков 500 кэВ и мощности 20 МВт) [9].

В данной работе в качестве иллюстрации мы приводим результаты расчетов скорости счета атомов в энергетических каналах времяпролетного анализатора, который может быть использован в качестве одного из приборов диагностического комплекса для измерения потоков атомов дейтерия и трития. Линия наблюдения анализатора ориентирована в тангенциальном направлении (навстречу движению ионизованных атомов нагревных пучков). В этом случае с помощью прибора возможно изучение энергетических функций распределения как тепловых ионов плазмы, так и быстрых пучковых ионов.

Из рис. 7 видно, что в диапазоне энергий, соответствующем настройке 1 анализатора (E = 10–52 кэВ), форма спектров определяется максвелловским распределением и не искажена присутствием пучковых частиц. Данная настройка может быть использована для изучения функции распределения ионов дейтерия и трития и получения информации об изотопном составе плазмы в периферийной области (до середины малого радиуса), откуда в основном излучается поток атомов тепловых энергий [15].

Рис. 7.

Расчетные скорости счета атомов дейтерия (сплошные символы) и трития (открытые символы) в энергетических каналах времяпролетного анализатора для базового дейтерий-тритиевого режима работы установки ТRТ. Форма символов обозначает энергетическую настройку анализатора: квадрат – настройка 1, круг – настройка 2, треугольник – настройка 3.

В диапазоне более высоких энергий в результате пучкового нагрева в центральной области плазмы формируется популяция быстрых дейтронов, что приводит к искажению максвелловской функции распределения основных ионов. При этом энергетические настройки 2 и 3 анализатора (E = 50–260 кэВ и E = 100–520 кэВ соответственно) оптимально подходят для изучения энергетической функции распределения тормозящихся пучковых ионов дейтерия в надтепловом диапазоне энергии. В обоих диапазонах энергии достигнутые параметры предлагаемого времяпролетного анализатора обеспечивают скорость счета полезного сигнала не менее 10 кГц. Кроме того, отметим, что измерения потоков трития при настройке 2 также могут быть использованы для  уточнения данных по изотопному составу плазмы.

6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Предложена конструкция нового многоканального времяпролетного атомного анализатора с оригинальной цилиндрической системой электростатического отклонения ионов, обеспечивающей двумерную фокусировку в плоскости, перпендикулярной траектории движения ионов. Показано, что анализатор может быть с успехом использован в экспериментах на установке ТRТ для измерения энергетических функций распределения как тепловых ионов плазмы, так и быстрых ионов нагревных пучков. Параметры анализатора и использование его различных энергетических настроек позволяют проводить измерения с высокой статистикой и хорошим энергетическим разрешением.

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