Главная Вакуумные трубки



собирается в пузырьки, которые формируются в результате диффузии гелия в кристаллической решетке металла. Пузырьки можно считать как собравшееся в одном месте достаточное количество атомов гелия-3. Все тритиды ведут себя качественно одинаково, но время жизни пузырьков и разрушение пленок различно, что, по-видимому, определяется материалом пленки и ее удельной активностью.

Вопросы распределения трития в металлотритневых мишенях непосредственно на ускорителе заряженных частиц рассмотрены в работе [27]. Измерения основаны на исполь зовании особенностей кинематики Т [р, nf He-реакции.

Во всех типах ионных источников (кроме лазерного); кроме атомарных D"*", присутствуют молекулярные ионы дейтерия (Ог" и Оз"). Так как масса однозарядных ионов дейтерия относится как 1 ; 2 : 3, то их пробеги распределяются приблизительно обратно пропорционально их массам, т. е. глубже всех в мишень будет внедряться атомарный ион (D+), затем на половине его пробега будет останавливаться ион и на Vg пробега - D. Это приводит к тому, что зона ядерной реакции для обедняется тритием за счет его высвобождения налетающими молекулярными ионами

и Оз", и выход нейтронов в результате D - Т реакции уменьшится. Кроме того, молекулярные ионы создают радиационные дефекты, которые облегчают выход трития из реакционного слоя.

Для увеличения времени жизни мишени, т. е. времени, через которое выход нейтронов уменьшился в два раза, есть два пути: 1) «герметизация» трития в реакционном слое; 2) подпитка тритием.

Впервые способ борьбы с уменьшением выхода нейтронов с помощью многослойной мишени предложен в 1958 г. в физическом институте АН СССР [55]. Эта мишень, так же как и последовавшие за ней конструкции, состояла из двух слоев, расположенных на подложке, хорошо растворяющей водород (Та, Pd), причем барьерный герметизирующий слой, прилегающий к подложке, изготовляли из металла с плохой проницаемостью по отношению к изотопам водорода (А1, Си, Ag, Аи) [55, 92]. В последующих конструкциях мишеней [94, 95] число слоев B03f лсло, причем металлические барьерные слои были заменены на окислы [95] и нитриды [94] металлов (в основном AljOg и TiN).

Рассмотрим работу многослойной мишени (рис. 32). Она состоит из реакционного слоя {1) из TiT, барьерных слоев {2...3) из AlgOg или YjOg, внешнего защитного слоя {4) из А1 и подложки (5) из Pd или сплава палладия с сереб-

ром. Слой 4 предназначен для защиты от распыления барьерного слоя 2. Барьерный слой 2 предназначен для предотвращения диффузии трития из реакционного слоя в вакуум, а слой 3 - для предотвращения диффузии трития в подложку и дейтерия из подложки в реакционный слой. Толщины h слоев 2 и 5 составляют 50 мкг/см при толщине реакционного слоя 360 мкг/см и энергии налетающего пучка дейтронов = 275 кэВ. Для предотвращения накопления дейтерия в подложке последняя содержит микроканалы специальной формы, по которым дейтерий диффундирует из подложки [94].

Для подпитки реакционного слоя тритием используют специальный резервуар, из которого тритий через палла-диевую трубку при нагреве поступает в реакционный слой мишени [141]. В работе [93] рассмотрена мишень, в которой за реакционным слоем из Ег располагался слой TiT. Учи-

ПТ иО, Pd-Af JSO SO


П5 155

Рис. 32. слойнрй

Конструкция мишени

много-

тывая, что температура разложения гидрида титана намного меньше, чем температура разложения гидрида эрбия, при прогреве мишени тритий диффундировал в слой ЕгТ и тем самым осуществлял его подпитку. В качестве подпитывающего слоя можно использовать слой тритийсодержащего полистирола, расположенный за реакционным слоем из TiT [36]. Под действием нейтронного и у-излучения мишени в полистироле происходит редиолиз, сопровождающийся выделением трития, который поступает в реакционный слой и тем самым осуществляет его подпитку.

Во всех этих конструкциях тритий направленно перемещался либо за счет градиента концентрации, либо за счет градиента температуры, лпбо при воздействии обоих факторов Одновременно, т. е. использовалось явление термопереноса. Менее изучено перемещение трития под действием электрического и магнитных полей. Скорость перемещения трития в титане при коэффициенте насыщения 1,5-1,7 и иапряженпости электрического поля 1,06 В/см составляет (5.6--7,5) 10 см/(В • с), т. е. можно использовать этот ме-•оддля подпитки тритиевых мишеней. Скорость перемещения Рития в магнитных полях на три порядка меньше [161J.

Одним из наиболее перспективных методов подпитки мишеней тритием является использование смешанных DT пуч-



ков. Суть метода состоит в том, что нейтронообразующую мишень бомбардирует смешанный пучок дейтронов и тритонов. Последние набиваются в мишень и тем самым компенсируют вышедший из нее тритий. При хорошем тепло-отводе с нейтронообразующей мишени зависимость выхода нейтронов от энергии смешанного DT пучка определяется тормозными способностями мишени для налетающих дейтронов и тритонов, сечением DT реакции и диффузионным механизмом замещения дейтерием трития [П6]. Эта зависимость для мишеней из титана приведена в работе [55]. Максимальное значение выхода нейтронов приходится на энергию 200 кэВ, причем максимум острый, особенно со стороны меньших энергий. Метод смешанных пучков позволяет стабилизировать выход нейтронов, что особенно важно при использовании НТ в промышленных условиях.; Недостатки НТ на смешанных пучках: первоначальный выход нейтронов в 2-3 раза меньше, чем в обычных трубка на DT-реакции; наличие в спектре трех энергетических групп нейтронов.

При работе на смешанных пучках нейтроны образуются в результате трех реакций:

1) D -f Т -V Не -f п + 17.6 МэВ {Е„ ~ 14 МэВ);

2) Т -f Т -V Не -f 2п + 11,3 МэВ (£„„ax = 9,5 МэВ);

3) D -f D -V «Не + п + 3,3 МэВ {Е„ « 2,5 МэВ).

Несмотря на то, что сечение первой реакции примерно 50 раз выше, чем второй и третьей, тем не менее в спектре присутствуют нейтроны трех групп. Для реализации этого метода в НТ с лазерным ионным источником плазмообра-зующую мишень насыщают DT смесью. В трубках с искро-дуговым ионным источником DT смесью насыщают или катод, или анод ионного источника, или катод и анод вместе. Можно также насыщать катод дейтерием, а анод тритием, или наоборот. В газонаполненных НТ смешанные DT пучки создают заполнением последних смесью дейтерия и трития, которыми насыщают специальное хранилище, выделяющее смеси этих газов при нагревании.

Представляют значительный интерес трубки, в которых DT смесью насыщают также и нейтронообразующую мишень.

1.5. ПРИНЦИПЫ УМЕНЬШЕНИЯ ЭЛЕКТРОННОЙ ПРОВОДИМОСТИ НЕЙТРОННОЙ ТРУБКИ

Эффективное использование любого источника ускоряющего напряжения в значительной мере зависит от импеданса ускоряющего зазора НТ. Чем больше импеданс трубки, тем меньшей мощности можно использовать источник для ее питания. Это особенно важно при проектировании малогабаритных нейтронных излучателей, поскольку габариты высоковольтного источника определяются его мощностью. Кроме того, большой ток, протекающий через НТ приводит к нежелательному нагреву ее конструктивных элементов.

Таким образом, становится актуальным вопрос минимизации импеданса ускоряющего зазора НТ. В § 1.1 отмечалось, что насыщение электронного тока наступает при а == 1. Это означает, согласно формуле (12), что электронный ток насыщения диодного промежутка примерно в Ymjirii раз больше ионного тока насыщения. Поэтому в НТ практически нет никакого ограничения электронной проводимости, которая определяется лишь эмиссионной способностью катода.

В процессе работы возможны два вида эмиссии с катода НТ. Первый вид - эмиссия в результате ионной бомбардировки. Наиболее подробно этот вид эмиссии рассмотрен в работах [91, 154]. Согласно разработанной теории, число эмитируемых электронов, приходящихся на один падающий ион;

X«J о{Е{х))ш{Е{х))пе->1Чх,

(80)

где В [х) - энергия бомбардирующего иона на глубине х от поверхности катода (мишени); х„ - глубина, на которой ион еще сохраняет способность ионизировать; п - концентрация атомов материала катода (мишени); % - длина пробега иона; CJ {Е) - сечение выброса электрона в зону проводимости; ш (£) - вероятность выхода возбужденного электрона из металла.

Оценить параметр X можно с помощью формул для а (Е) " W (£), приведенных в работе [91], а также методики расчета функции Е (х) (см. § .4). Расчет показал, что для энергий итрона 100 кэВ коэффициент ионно-электронной эмиссии составляет от 3 до 5 для титанотритиевых нейтронообра-Ующих мишеней. Поправочный член, учитывающий влия-трития на эмиссию электронов, полученный с использо-



ванием принципа аддитивности Брэгга, не превышает 20 % от вычисленного.

Второй вид эмиссии связан с вырыванием электронов под действием электрического поля. Плотность эмиссионного тока в этом случае определяется уравнением Фаулера - Нордгейма [65]

/з = 1,54 . Ю-ехр [- 6,83 • lOMY,{у)/Е], (81)

где Е - напряженность поля вблизи рассматриваемого эми тирующего участка; А - работа выхода электрона; ¥2 - табулированные безразмерные функции: когда Е = 3 • 10*...10° В/м (поле в ускоряющих зазорах НТ вполне укладывается в этот диапазон) (у) меняется очень медленно и может без существенного ущерба для точности расчета принята за 1; функцию {у) можно довольно точно аппроксимировать выражением

¥,(у) = 0,956-l,062г/ (82)

где у = 3,79 . 10" Е/А.

Одним из наиболее распространенных способов уменьшения электронной проводимости ускоряющего зазора является погружение нейтронообразующей мишени на дно цилиндра Фарадея, как это сделано, например, в НТ, описанных в работах [13, 164, 174]. При этом значительный процент электронов, образуемых в результате ионно-электрон-ной эмиссии, с мишени оседает на стенках ццлиндра Фарадея. Выполнение на его торцевой области закруглений позволяет свести к минимуму ток автоэмиссии, который в упомянутых конструкциях мал.

Для уменьшения числа электронов, выходящих в ускоряющий зазор из цилиндра Фарадея, нейтронообразующую мишень располагают под углом к вектору скорости ускоренных в трубке ионов [138]. Однако подобный прием представляется малоэффективным, так как коэффициент вторичной эмиссии пропорционален sec г5, где г5 - угол падения иона на мишень [154]. Таким образом, при уменьшении доли эмитируемых электронов, попадающих в ускоряющий зазор, возрастает их общее число в результате увеличения коэффициента X.

Наибольшее распространение в НТ получил метод электростатического запирания электронов в области, прилегающей к нейтронообразующей мишени. Одна из возможных его реализаций состоит в изоляции мишени от цилиндра Фарадея и подаче на него отрицательного относительно мишени потенциала 1 кВ. Примером такой системы подав-

ления электронов, испускаемых нейтоонообразующей мишенью, является трубка «Зетатрон» 150] (см. рис. 6, а). Другая реализация метода связана с размещением на некотором расстоянии от нейтронообразующей мишени отрицательно смещенного сетчатого электрода (см. рис. 21, 25). Этот электрод также при определенных условиях запирает электронный компонент в области, прилегающей к мишени [18, 100].

Для создания отрицательного смещения на антидина-тронном электроде (цилиндре Фарадея или сетке) можно использовать автономный источник постоянного напряжения. Смещение напряжения получается автоматически, если антидинатронный электрод соединить через резистор сме-

отн.ед.

Рис. 33. Зависимость нейтронного выхода НТ с лазерным ионным источником от напряжения смещения антидинатронного электрода

0,1 0,5

щения /?см с мишенью и накоротко - с выходом источника ускоряющего напряжения (см. рис. 23, б) или землей (в зависимости от схемы включения НТ). В этом случае при протекании тока через Ru на нем выделяется напряжение см и антидинатронный электрод окажется смещенным относительно мишени на величину этого напряжения.

Исследования зависимости нейтронного выхода НТ от напряжения смещения проведены в работе [251. Эта зависимость, снятая для НТ с лазерным ионным источником и коаксиальной геометрией ускорения, изображена на рис. 33. В области f/ 1 кВ наблюдается монотонный рост нейтронного потока, связанный с уменьшением электронной проводимости и соответствующим уменьшением, падения напряжения на внутреннем сопротивлении источника ускоря->ощего напряжения. При Uy, > 1 кВ происходит насыщение кривой. Этот результат соответствует выводам работ 191, 154].

Следует отметить, что электростатические системы подавляют электронную проводимость, возникающую за счет ионно-электронной эмиссии, и не препятствуют автоэмис-ии, источником которой является сам антидинатронный лектрод. При больших ионных токах он может стать и сточником ионно-электронной эмиссии. В мощных импульс-х НТ формирование плазменного анода происходит в



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


0.0109