Главная Вакуумные трубки



выражено в кэВ/мкм; р„ - плотность металла,

сорбирующего тритий, г/см*.

Для неоднородного распределения трития по глубине мишени {k = k (х)) соотношение (70) представляет собой дифференциальное уравнение с граничным условием Е (0) = = W, где W - энергия, налетающего на мишень дейтрона. Его решение дает зависимость энергии дейтрона от глубины его проникновения в мишень для различных значений W (рис. 30):

0,650,004Я£

k (х) + 3,46

(71)


Сплошные кривые соответствуют треугольному профилю для мишени толщиной h = = 1,2 мкм. Треугольный профиль распределения объясняется следующими факторами.

Рис. 30. Зависимость энергии дейтрона от глубины его проникновения в мишень для «тонкой» мишени с А (Л) = 3,6; Л = 0,4 мкм

При изготовлении мишеней поверхность подложки практически всегда загрязнена, кроме того, в процессе напыления в начальный момент пленка титана или циркония проявляет геттерные свойства и интенсивно поглощает остаточные газы вакуумной камеры. Напыляемый материал может образовывать интерметаллические соединения с материалом подложки, поэтому коэффициент насыщения этой области значительно меньше, чем в центре мишени. В поверхностном слое уменьшение концентрации трития объясняется тем, что напыление и насыщение происходят на разных установках, и при переносе напыленной мишени на ней неизбежно возникает окисленная пленка. Зоны с уменьшенной концентрацией образуют профиль, близкий к треугольному для тонких мишеней (/i < 1 мкм) [27, 139, 143, 172]. Для сравнения на рис. 30 показаны пунктирные кривые, соответствующие равномерному распределению трития по глубине мишени толщиной h= \,2 мкм со средним значением = 1,8.

Расчеты, выполненные для других профилей k {х), соответствующих тонким пленкам и «толстым» мишеням, сви-

52 J

детельствуют о влиянии k [х) на потери энергии и необходимости учета этого влияния.

Энергия пучка дейтронов, рассеиваемая в нейтронообразующей мишени, идет на ее нагрев. Процесс нагрева описывается дифференциальным уравнением термодинамического баланса:

с-I--f X (Г - Го) + К (Г - Го) = W

(72)

где с, Т, Y - теплоемкость, температура, К и излучатель-ная способность мишени с подложкой соответственно; X - коэффициент теплосъема с мишени и подложки; - температура окружающей среды. В правой части уравнения (72) имеется усредненный по времени поток энергии внутрь мишени {U - ускоряющее напряжение; /о - ток ионов на-мишень).

Для разработки конструкции нейтронообразующей мишени необходимо знать установившуюся температуру в

процессе эксплуатации Ту. Примем в формуле (72) =

= О, получим расчетное соотношение

(73>

Графическое решение алгебраического уравнения (73) дает возможность рассчитывать установившуюся температуру по заданному материалу мишени и подложки, конфигурации мишени, температуры внешней среды (системы охлаждения) и мощности рассеяния. На основании соотношения (73) можно, с учетом температуры, при которой начинается интенсивная десорбция трития из мишени, m добрать температуру Tq и конфигурацию мишени. Следует отметить, что такой подход к тепловому расчету мишеней не учитывает распределение температуры по толщине мишени и подложки. Это довольно сложная математическая задача, являющаяся предметом отдельного научного исследования. Градиент температуры существенно зависит от теплопроводности подложки, которую следует по возможности выбирать максимальной. Другой немаловажный момент связан с особенностя.ми нагрева мишеней в импульсных диодах (нейтронных трубках), где существует возможность кратковременных термических перегрузок мишени. Чтобы оценить этот эффект, рассмотрим следующую модельную задачу о поле температур в полупространстве х О с заданными с, р (удельная теплоемкость, теплопро-водность и плотность), на которое подается импульсный поток тепла Q {[) = Id (О (4- Для диодных систем,



работающих в режиме насыщения ионного тока, Q (t) =

PU (/), где Р - ионный первеанс диода.

Температурное поле в области л: > О для такой модели найдем из решения уравнения теплопроводности дТ %

(74),

с начальным Т

(х, о)

gj. V . -/ И граничным условиями

? 57 (О, /) = Q (О -Y(T*~ Tl). Решение можно найти, применяя аппарат интеграла Фурье, если линеаризовать граничное условие и ввести новую переменную © = Т - Т. В новой формулировке краевая задача формулируется следующим образом:

Q(/)

(75)

Применяя к этой задаче преобразование Фурье с ядром

ЛО) COS о)лг -- -- s(n a);t

Л

(76)

получаем искомое решение, задаваемое интегральным соотношением

Qix, i)


dyle X j,(/-T) ] .

(77)

С точки зрения оценки возможной десорбции трития из мишени представляет интерес температура на поверхности мишени. После вычисления внутреннего интеграла в формуле (77) имеем:

Г(/) = Г„ +


VcKp

1 - erf

Vckp

(78)

Оценки no формуле (78), показывают, что в импульсных диодных системах с плотностью тока > 100 А/см при амплитуде ускоряющего напряжения 150-200 кВ и длительностях импульса 1 мкс импульсный разогрев мишени у поверхности может превышать 600 К, что, например, для титана лежит за точкой перехода к интенсивной термодесорбции. Поэтому при конструировании мишеней импульсных генераторов нейтронов необходимо максимально увеличивать площадь мишеней и обеспечивать их прямой контакт с внешней средой, способной отводить тепло.

Рассмотрим факты, препятствующие стабильности

Рис. 31. Зависимость выхода нейтронов ЛНТ от времени:

/ - расчетная кривая, полученная при замещении трития дейтерием в результате набивки; 2 - экспериментальная; S - расчетная по формуле (79)


работы тритиевых мишеней, а следовательно, и НТ. К этим факторам относится прежде всего уменьшение концентрации трития в активном слое мишени. Происходит это по следующим причинам: термическое разложение гидрида сорбента и термодесорбция трития; разбавление трития «набивными» дейтронами и ди()фузия дейтерия и трития из активного слоя; распыление реакционного слоя; расход трития в результате ядерной реакции; разрушение мишени за счет накопления гелия-3; наличие молекулярных ионов в налетающем пучке дейтронов.

При нагревании гидриды сорбирующих металлов диссоциируют. Гидрид титана начинает разлагаться примерно в 200 °С [113, 162], гидрид циркония и скандия - с 300 °С, а эрбия - с 400 °С [162]. Освободившийся в результате разложения тритий ди(})фундирует к поверхности и выходит в вакуумный объем НТ. Этот процесс ускоряется радиационным повреждением кристаллической решетки металла-сорбента, возникающей как в результате воздействия бомбардирующими дейтронами, так и вследствие облучения нейтронами и 7-квантами, образовавшимися в мишени. При разбавлении трития «набивными» дейтронами дейтроны накапливаются в сорбционномслое на глубине, соответствующей их пробегу. Локальное накопление приводит к образованию градиента концентрации, под действием которого атомы дейтерия двигаются как в сторону вакуума, так и в сторону подложки. Так как подложку обычно изготовляют



из металла, непроницаемого по отношению к изотопам водорода, то атомы дейтерия начинают двигаться в сторону вакуума. При этом они смешиваются с несвязанным хими- чески тритием, и из мишени выходит уже смесь дейтерия и трития. j

При рассмотрении диффузии следует различать быструю диффузию, т. е. диффузию по границам кристаллов и де- : фектам кристаллической решетки химически не связанно- го трития и так называемую объемную диффузию через объем кристаллитов, причем скорость последней на несколько порядков меньше [8]. Диффузионным механизмом можно объяснить выход из мишени трития, который расположен по границам кристаллов (зерен) и дефектам решетки (порам), а тритий, находящийся в зернах в виде у-фазы и образующий гидридное соединение с металлом сорбирующего -; слоя, не вытесняется дейтерием и не диффундирует в сто- ;{ рону вакуума или подложки. I

Исследования мощных импульсных ускорительных тру- , бок на основе лазера [104] показали, что зависимости ней- тронного потока от времени не укладываются в рамки общепринятого механизма замещения трития дейтерием в результате набивки дейтронов в мишень и их последующей J диффузии к ее поверхности [54]. Согласно этому механизму, должно происходить уменьшение нейтронного потока

трубки во времени / по закону ехр (-

AQft

k (0) ерЛ"5Л?А

где Q - заряд дейтронов ускоряемых за импульс; / - час- ; тота срабатываний трубки; кт (0) - начальный стехиомет-рический коэффициент мишени по тритию в области набивки; е - заряд электрона; р - плотность сорбирующего металла мишени с атомным номером А; S - ее площадь; Na число Авогадро; К° - длина пробега дейтрона с энергией eU; - амплитуда ускоряющего импульса.

Зависимость выхода нейтронов ЛИТ от времени по строена на рис. 31 [104]. Как видно из рисунка, между кри-i выми 1 и 2 имеется существенное различие, которое можно объяснить тем, что формирование профилей коэффициентов стехиометрии по дейтерию (х) и тритию кт {х), в отличив от известного механизма [54], происходит в результате за-пыления мишени нейтральными атомами и ионами сопутствующего элемента лазерной (плазмообразующей) мишени. При этом появление дейтерия в этой области связано в основном с набивкой в мишень нейтральных атомов дейтерия, процентное содержание которых в лазерной плазме на порядок превышает содержание дейтронов [147]. Энергия нейтральных атомов дейтерия достигает значений Е„ 66 5

0,1-1 кэВ [881, для которых по формуле Фирсова - Кишеневского [35] можно вычислить оценку максимального пробега К°{Е„) 10~ м. Расчет толщины слоя, напыля емого за одно срабатывание лазера,-приведен в работах [19> 101].

На основании изложенного получена формула для расчета потока нейтронов Ф (t) лазерной нейтронной трубки в полный телесный угол:

шит]

Ф(0 =

Iu{t)dt I

аот[Е(х)]кт(х, t)dx. (79)

Поправка на перераспределение трития в мишени учитывается с помощью множителя (1 -\-ЦЫК)~\ где/i -толщина мишени. Зависимость Ф (t), вычисленная по формуле (79), соответствует кривой 3 на рис. 36. Нетрудно убедиться, что совпадение этой зависимости с экспериментальной впол не удовлетворительное.

Влияние распыления реакционного слоя налетающим пучком дейтронов различные авторы рассматривают по-разному. Коэффициент распыления для титана от 0,1 [171] до 10 [108], поэтому определить роль этого процесса в падении выхода нейтронов весьма затруднительно. Расход трития за счет ядерной реакции DT невелик. Так, при выходе нейтронов 10" нейтр./с в течение часа расходуется 1,25 • Ю" атомов трития, что при коэффициенте насыщения, равном единице, приведет к потерям 5 • 10~ % три-тия.

Продуктом распада трития является гелий-3. Обычно считалось, что гелий не связывается химически ни с металлом, ни с гидридом. Однако оказалось [137], что из тритие-вой мишени высвобождается менее 1 % гелия-3, образованного в процессе Р-распада трития через несколько лет после изготовления мишени, т. е. происходит накопление гелия-3. Поведение пленок тритидов различных металлов рассмотрено в работе [131]. Изучались пленки толщиной2-3 мкм с атомным отношением й = 1,8. Между 5 и 12 мес после изготовления в 7 из 8 случаев для тритида титана наблюдалось шелушение по краям пленок. Замечено постоянное разбухание пленок. Их внешний вид сохранялся неизменным вплоть до 56 мес. После этого срока поверхность пленки изменяется: появляется кратерообразованив, причем для Дейтеридов этого явления не замечено.

Эти наблюдения можно объяснить, если предположить, что гелий, образовавшийся в результате распада трития,



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


0.0111