Главная Вакуумные трубки



3 -g

2 л Д .

а»

(eV/iinKimB) эинэжв(1иви aalTioiKdoHDA

эонч[гбннио

Blodotfoa Hotr и ifBHdsiBw

1 I 5 i

2 -ci

"=1. I Q Q Q

• • •

» » •

В § § S

»

2£l S

V/V/

9b H

Нел H

S 8

H H H H H H

Sii? ««Й 52 22 coj

&

низкой концентрации плазмы, а при больших - из-за выброса плазмы в ускоряющий зазор и возникающих при этом не-стабильностей или пробойных явлениях. Другой не менее существенной причиной падения нейтронного выхода с ростом Е является рост газовыделения с электродов ионного источника, вызывающий увеличение давления Рраб, в объеме НТ. Для нормальной работы трубки необходимо поддерживать Рраб < 10~ Па.

Схема включения НТ с вакуумно-дуговыми источниками ионов, широко применяемая [14], показана на рис. 19,6. Она содержит два отдельных импульс- ош.ед. ных трансформатора со встречно включенными o,7S

в геофизической аппаратуре

Рис. 20. Зависимость нейтронного потока ускорительной трубки от энергии, вкладываемой в вакуумную дугу ионного источника, для различных ускоряющих напряжений

0,2S

ПОкВ

o,mo,2s о,г

0,25

обмотками, что позволяет одновременно на анод и катод подавать два биполярных импульса. При этом алгебраическая разность этих напряжений на аноде и катоде определяет энергию, набираемую дейтронами в ускоряющем зазоре. Такая схема позволяет существенно снизить требования к высоковольтной изоляции трансформаторов и примыкающих к ним узлов нейтронного излучателя.

Ускорительные НТ с ионным источником на основе ва-куумно-дугового разряда удобны в эксплуатации (простота включения), имеют высокую надежность и малые габаритные размеры, способны работать при температурах до 600 К. К их недостаткам следует отнести сравнительно низкую стабильность [13], низкую частоту срабатываний (десятки герц), большое энерговыделение в области ионного источника. Анализ опубликованных данных показывает, что для трубок этого класса с ресурсом 10" ими., диаметром < 60 см и длиной 20-30 см поток 10° нейтр./с, по-видимому, является предельным. НТ с минимальным диаметром 1,9 см рассмотрены в работе [128]. Они имеют излучаемый поток Ю нейтр./с, что является рекордным для любого типа НТ такого диаметра.

НТ с лазерными источниками ионов. Начиная с 70-х годов в электрофизических установках успешно применяют



лазерные источники ионов. Плазму, образующуюся при воздействии лазерного излучения интенсивностью 10- 10 Вт/см на твердые мишени, можно использовать для ионных источников ускорителей, в частности инжектора многозарядных ионов [63]. Особенность лазерного образования плазмы в ионном источнике состоит в том, что к малому объему вещества (10""-10~® см) за короткое время (10~- 10~ с) подводится сравнительно большая энергия (10~- 1 Дж), что позволяет эффективно нагревать и практически


Рис. 21. Конструкция ЛНТ с коаксиальной геометрией ускоряющей системы;

/- штенгель для отпайки трубки; 2 - изолятор; 3 - нераспыляемые газопоглотители: 4 - анодный электрод; 5 - плазмообразующая мишень; б - сетчатый электрод; 7 - нейтронообразующая мншень; S - оптическое окно

полностью ионизировать у поверхности мишени сгусток плазмы с начальной плотностью (10"-10 см~ При быстром разлете сгустка происходит сохранение или «закалка» ионизационного состояния части ионного компонента, содержащей до 10"-10" ионов различной зарядности. Извле-4eiiHe из сгустка ионов и формирование ионного потока происходят с помощью электрических и магнитных полей. В лазерном источнике ионов подводимая энергия лучше преобразуется в энергию ионизационного состояния и кинетическую энергию ионов.

Возможность получения сгустка с большим количеством дейтронов, направленность разлета плазмы, простота эмитирующей части источника - все эти факторы позволили, начать разработку нейтронного генератора с лазерным источником ионов, в том числе и излучателя на базе запаянной НТ. Исследования в этом направлении были проведены независимо друг от друга в СССР [48] и во Франции [163]. Для твердотельного лазера с энергией в импульсе Е » 1 Дж, работающего в режиме модулированной добротности, удалось получить выход нейтронов 10 10* нейтр./имп. в реакции D (d, h) Не.

Конструкция малогабаритной запаянной ускорительной, трубки с лазерным источником ионов (ЛНТ) и коаксиальной геометрией ускоряющей системы показана на рис. 21. В этой трубке генерация нейтронов так же, как и в рассмотренных выше, осуществляется в процессе взаимодействия дейтронов, образуемых в полости анодного электрода 4 с нейтронообразующей мишенью 7. Дейтроны образуются в лазерной плазме, создаваемой при фокусировке импульса лазера с энергией Е = 0,01 ...1 Дж и длительностью Тд =

ш. el

>

>

о г it S а

О 0,0J 1 1,S

Рис. 22. Зависимость распределения дейтронов в плазме от скорости разлета плазмы для различной интенсивности излучения

Рис. 23. Зависимость выхода дейтронов лазерного ионного источника от энергии лазерного импульса: 4 - лазерная мишень TiDj 2; X - лазерная мншень ZrDi g

- 10...50 НС на мишень из дейтерида металла-носителя, хорошо сорбирующего водород (Ti, Sc, Zr, Er, U). Для ввода излучения в рабочий объем предназначено оптическое окно 8. Ускорение ионов происходит при подаче импульса отрицательной полярности с амплитудой «150 кВ и длительностью несколько микросекунд на мишень или аналогичного импульса положительной полярности на анод. Скорость разлета плазмы, образующейся в ЛНТ, при интенсивности излучения q та 10... 10" Вт/см составляет (0,6-1,6) • 10 м/с. При этом распределение основной части дейтронов AiV4. по скоростям в плазме зависит от типа Лазерной мишени (от массы второго, более тяжелого элемента) и параметров лазерного излучения. Характерный вид этих распределений показан на рис. 22 [49]. Соответствующее энергетическое распределение простирается от единиц До 200-250 эВ. Скоростное распределение ионов сопутствующего тяжелого элемента также имеет определенную протяженность, но смещено в сторону меньших скоростей. Область их перекрытия определяется параметрами излучения, условиями его фокусировки, массой металла-носителя, и может быть незначительной. С увеличением интенсивности



излучения q правая граница энергетического спектра ионов смещается в сторону больших скоростей, увеличивается максимальная кратность заряда Z ионов метц/тла-носителя и доля многозарядных ионов (Z 2). Так, при q « « Ю*" Вт/см в разлетающейся от мишени из дейтерида титана плазме содержатся ионы титана до Z = 4, при этом основную долю (60 % и более) составляют однозарядные ионы [87]. Зависимость выхода дейтронов Ло в лазерном ионном источнике от энергии лазерного импульса показана на рис. 23 [49].

Количество атомарных дейтронов в плазме источника к моменту прекращения рекомбинации можно определить с помощью следующего эмпирического соотношения:

yVDi*2. IQiD, (64)

где - коэффициент стехиометрии плазмообразующей мишени.

Число молекулярных ионов дейтерия в лазерной плазме, как показали масс-спектрометрические измерения, крайне незначительно «1 %). Процесс вытягивания дейтронов из плазмы в ЛНТ имеет характерные особенности. Ввиду высоких концентраций и скоростей разлета фиксации ее поверхности в области анодного торца не происходит, и плазма выбрасывается в межэлектродное пространство. Ее характерный радиус Дебая при этом более чем на порядок меньше межэлектродного расстояния. Поэтому плазменный фронт принимает на себя роль анодной поверхности. С момента пересечения плазмой анодного торца начинается вытягивание из нее дейтронов и ускорение их в сторону нейтронообразующей мишени.

Процесс формирования ускоряющего поля в такой диодной системе аналогичен рассмотренному в § 1.1, если считать параметр эффективной ширины ускоряющего зазора d переменным. Анализ уравнения (11) показывает, что в этом случае изменение дейтронного тока в ускоряющем зазоре следует закону Чайлда - Ленгмюра с переменным во времени первеансом, определяемым соотношением:

P{t) = g{a)ld{t)y,{a, t). (65)

Моделирование процесса формирования дейтронного потока на ЭВМ показало, что сразу после пересечения плазменным фронтом анодного торца трубки параметр d убывает со скоростью, спадающей от Vd до 0. В некоторый момент времени d достигает своего минимального значения, а затем увеличивается до исходного значения. Начиная с этого момента, ионный ток не зависит от ускоряющего напря-

жения и спадает со временем Г. Такая динамика плазменного фронта и определяет форму импульса дейтронного тока.

Возможна ситуация, когда отношение Uld превысит в какой-то момент напряжение пробоя электрического поля вблизи сетчатого электрода, спадающего при подлете в при-катодную область нейтрального компонента лазерной плазмы, составляющего более 90 % ее состава [107] и имеющего скоростное распределение примерно такое же, как у дейтронного компонента. В этом случае из-за развития пробоя не будет полного вытягивания-и ускорения дейтронов иа

о,"

0,S 0,6

0,8 0,9

Рис. 24. Зависимость иейтронного потока ЛНТ от параметра е


го J0 to Е,мД1к-

Рис. 25. Зависимость иейтронног9 дотрка, излучаемого ЛНТ, от энер>-гии лазерного импульса для различных ускоряющих напряжений

плазмы, от чего резко уменьшается нейтронный выход На рис. 24 показана зависимость нейтронного потока Ф от параметра е = Тз/Ту, где Тз - время задержки лазерной вспышки относительно ускоряющего импульса; Ту - длительность ускоряющего импульса на полувысоте. Кривая / соответствует случаю, когда в трубке развивается пробой. При этом средняя ширина ускоряющего зазора d в 1,5 раза меньше, чем в ЛНТ, в которой нет пробойного режима (кривая 2). Из рис. 24 видно, что в пробойном режиме нейтронный выход ЛНТ падает. Аналогичный результат получается для зависимостей Ф {Е„) (рис. 25) [100, 103],.

Ход кривых Ф (е) можно объяснить формулой (5), учитывая зависимость дейтронного тока от времени

(66)

где и Ud - соответственно концентрация и скорость дейтронов в окрестности плазменного фронта.



0 1 2 3 4 5 [6] 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22


0.0103