Стаціонарне газове плазмове джерело із замкненим дрейфом електронів

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

ДИПЛОМНА РОБОТА

"Cтаціонарне газове плазмове джерело із замкненим дрейфом електронів"

Вступ

У лабораторії ННЦ «ХФТИ» проводиться робота із створення плазмового сепаратора нового покоління. Розробляються фізичні основи методів обробки відпрацьованого ядерного палива за допомогою електромагнітних сепараторів з метою відділення палива від уламків поділу, і вивчається можливість зниження енерговитрат до рівня 110³ еВ/атом.

У даній дипломній роботі проведено дослідження параметрів стаціонарного плазмового джерела із замкненим дрейфом і наведена його характеристики для з`ясування можливостей його застосування в мас-сепараторах ізотопів.

Для виконання цієї задачі потрібно створити і дослідити плазмове джерело яке буде відповідати всі вимогам експерименту на сепараторі.

Плазмові джерела знайшли широке застосування в різних галузях науки й техніки. Вони є істотним елементом різних приладів: прискорювачів заряджених частинок, установок для електромагнітного поділу ізотопів, мас-спектрометрів, іонних двигунів, різноманітних інжекторів та ін.

Залежно від способу одержання плазми існує декілька типів плазмових джерел яке відрізняються одне від одного як конструкцією так і параметром утворюємо плазми. Наприклад: плазмові джерела із прямим дуговим розрядом, дуоплазмотрони, імпульсні й стаціонарні джерела з лінійним або кільцевим розрядом, джерела з холодними електродами та ін.

1. Способи одержання плазми

Експериментальне вивчення й практичне використання плазми ускладнюється тією обставиною, що плазма, існуюча в природі непридатна для обстеження, тому її утворюють у лабораторії. Способами створення лабораторної плазми досить різноманітні, і залежно від способу створення плазма може бути щільною або рідкою, гарячою або холодною, стаціонарною або що розпадається, стійкою або нестійкою. Тому характер досліджень, які можуть бути проведені з лабораторною плазмою, залежить великою мірою, від способу, яким була створена плазма. Аналогічно для розуміння завдань при теоретичному вивченні плазми необхідно мати подання про проблеми, з якими зіштовхуються при створенні й вимірах у плазмі.

1.1 Розряд низького тиску з холодним катодом

Стаціонарний (або імпульсний) дуговий розряд низького тиску можна створити й підтримувати в попередньо відкачаній посудині, якщо за допомогою електродів прикласти напругу із протилежних кінців трубки. При цьому утвориться рідка (n=10¹⁰ см^-3) і холодна ( < 5000 К) плазма. Такі прилади використалися на ранніх етапах вивчення плазми та в атомній спектроскопії. Вони мають багато цікавих особливостей й дотепер застосовуються у багатьох плазмових дослідженнях. Прилади із тліючим розрядом (маленькі неонові трубки) використаються для висвітлення, стабілізації напруги й т.д.

1.2 Термоемісійний дуговий розряд

З метою дослідження лабораторної плазми краще використати ні розряд з холодним катодом, а розряд, у якому джерелом електронів для розрядної трубки служить термоемісійний катод з оксидним покриттям. У цьому газорозрядному приладі звичайно використаються насичені пари ртуті при кімнатній температурі (тиск 10^-3 мм рт. ст.). Плазма, створювана в такій розрядній трубці діаметром 1 см і довжиною від 10 до 20 см, має щільність частинок п = 10⁹ - 10¹³ см^-3.

1.3 Плазма виcокочастотного розряду

Під дією постійного електричного поля в газі низького тиску відбувалися пробої. Пробій й утворення плазми мають місце й у тому випадку, якщо прикладене електричне поле, що змінюється в часі. Така схема запалювання й підтримки розряду має деякі переваги. Одне з них - можливість здійснення без електродного розряду. Змінне електричне поле вільно проникає через діелектричні скляні стінки посудини й прискорює електрони усередині посудини до енергій, більших потенціалу іонізації газу. «Стаціонарна» щільність плазми визначається процесами іонізації й рекомбінації й становить звичайно лише кілька відсотків щільності нейтрального тла. Типове значення щільності плазми порядку 10¹⁰ см ^-3. Іноді плазму високочастотного розряду створюють у присутності магнітного поля. При цьому можна одержати значно більш гарячу плазму, ніж у відсутності магнітного поля. Така плазма називається плазмою з нагріванням на циклотронному резонансі, коли частота прикладеного ВЧ-поля збігається із циклотронною частотою електронів. Навіть із помірної для НВЧ-джерел потужністю (наприклад, для імпульсних магнетронів з довжиною хвилі 3 см і потужністю 10 кВт) таким методом можна одержати плазму з електронною температурою порядку 20 кеВ.

1.4 Лазерна плазма

Для лабораторних дослідженнях втримання й стійкості плазми можна одержати щільну, ізольовану й гарячу плазму, використовуючи сфокусоване випромінювання потужних лазерів з модульованою добротністю при опроміненні або твердих мішеній, або стисненого газу. Лінлор [1] опромінював сфокусованим світлом лазера з піковою потужністю 5 МВт металеві мішені у вакуумі й показав, що в області опромінення утворюється хмара щільної плазми, а іони металу вилітають із цієї області з енергіями, близькими 1 кеВ. Хот і Полк [1] створили високотемпературну плазму (100 еВ), опромінюючи таблетки з гідриду літію діаметром від 10 до 20 мкм, які підвішені у відкачаній камері за допомогою змінних полів, сфокусованим потоком випромінювання 20 МВт рубінового лазера з модульованою добротністю. Дослідження лазерної плазми, які проведені в 1972 р., присвячені питанню нагрівання плазми лазерним випромінюванням до такої температури й такої щільності, щоб у ній протікали термоядерні реакції. Подібні дослідження стали можливими з розробкою лазерів, здатних давати до 1 кДж енергії у вихідному імпульсі. Ці лазери використовуються для одержання плазми з температурою Т = 5 кеВ.

2. Плазмові джерела

2.1 Вимоги до плазмових джерел

Вимоги, пропоновані до іонного джерела, визначаються його конкретним призначенням і специфічними умовами роботи. Незважаючи на розмаїтість цих умов, можна сформулювати деякі загальні вимоги, які в конкретних випадках можуть видозмінюватися або доповнюватися іншими. Серед них можна відзначити наступні:

1) плазмове джерело, що включає пристрій для формування іонного пучка, повинен дати пучок (стаціонарний або імпульсний) з необхідною силою струму й таких іонно-оптичних параметрів, які дозволили б використати його щонайкраще;

2) плазмове джерело повинно дати потік плазми певних параметрів. Наприклад, джерело водневих іонів звичайно повинно давати пучок з максимальною кількістю протонів, але іноді від нього необхідно одержати пучок з максимальною кількістю молекулярних іонів. Важкі іони, утворені в результаті іонізації домішок до основного газу, небажані;

3) плазмовий пучок, що витягається із джерела, повинен мати певну енергетичну характеристику й бути стабільним. Часто необхідно звести до мінімуму енергетичний розкид іонів; для полегшення формування іонного пучка абсолютна величина енергії повинна бути малої. Іноді ж необхідно, щоб іони виходили із плазми з максимальною енергією. Модуляція пучка, як правило, небажана;

4) бажано одержувати заданий плазмовий потік при мінімальній витраті робочого газу. Це важливо, в першу чергу, тому, що в області первинного формування й прискорення пучка необхідно підтримувати надвисокий вакуум (для підвищення пробивної міцності). У випадку застосування коштовних газів (наприклад, тритію) важливість цієї вимоги пов'язана ще й з економічними міркуваннями;

5) бажано, щоб витрата потужності, і, в першу чергу, потужності, що розсіюється в плазмовому джерелі, була мінімальною. У тих випадках, коли підвід енергії до іонного джерела утруднений, ця вимога стає особливо важливою;

6) джерело повинно бути досить надійним у роботі, максимально простим за конструкцією, живленні й керуванні;.

7) джерело повинно мати достатній строк безперервної роботи, а також максимальний термін служби.

Специфічні вимоги, пропоновані до іонних джерел, можуть бути досить різноманітні. Наприклад, при використанні іонного джерела для дослідницьких цілей іноді бажано, щоб у ньому не було сильних магнітних або високочастотних полів. Міра, у якій іонні джерела задовольняють перерахованим вимогам, характеризується рядом параметрів, зокрема такими з них:

1) величиною загального фокусує мого іонного струму , і відповідною щільністю іонного струму через перетин вихідного отвору іонного джерела :

; (2.1)

2) економічністю, або величиною іонного струму, що доводиться на одиницю потужності, підведеної до джерела у мА / Вт:

. (2.2)

Ця потужність складається з розрядної потужності, потужності, що витрачається на розжарення катода, на підтримку магнітного поля й т.д.;

3) газовою економічністю, що представляє собою відношення числа атомів, перетворюваних в іони пучка, до числа атомів, що підводяться до джерела:

, (2.3)

де Q_a - витрата робочого газу при нормальних умовах, см³/год.

У випадку протонних джерел (молекулярний газ) права частина множиться на коефіцієнт ?/2, що при повній дисоціації водню в розряді дорівнює 0,5;

4) відносним змістом протонів у пучку водневих іонів (для протонних джерел):

, (2.4)

де ,, - основні компоненти пучка водневих іонів.

2.2 Основні фізико-технічні завдання, що виникають при конструюванні плазмових джерел

Розробка й удосконалювання плазмових джерел зводяться, у першу чергу, до рішення двох основних фізико-технічних завдань:

1) відшуканню раціональних шляхів утворення плазми з необхідною концентрацією іонів при максимальному відношенні цієї концентрації до концентрації нейтральних атомів (при максимальному ступені іонізації);

2) Відшуканню способів максимального використання (витягу) утворених іонів при максимальній газовій економічності, а також оптимальних способів формування іонного пучка з необхідними іонно-оптичними параметрами.

Вирішуючи ці завдання, треба, насамперед, звернути увагу на параметри плазми, що доводиться створювати в джерелі. Якщо границя плазми перебуває в площині вихідного отвору джерела, щільність іонного струму j₊, який витягається, може бути представлена формулою для щільності струму, що йде на негативний зонд, поміщений у плазму:

, (2.5)

де - концентрація іонів спокійної плазми поблизу зазначеного отвору;- температура електронного газу; М - маса іона; - молекулярна вага. Формула (2.5) ураховує прискорення іонів у перехідному шарі між спокійною плазмою й шаром уніполярного заряду позитивних іонів.

Якщо в сферичній (для простоти) камері плазмового джерела радіуса R утворена однорідна плазма із щільністю іонного пристінного струму і якщо іони витягаються через отвір перетином S₀ =? таким чином, що межа плазми залишається близької до поверхні сфери, то частка використовуваних іонів може бути розрахована за формулою:

. (2.6)

Більше повне використання іонів, що утворяться, досягається зближенням величин та або наступними двома способами:

1) Шляхом збільшення емісійної поверхні за рахунок проникнення поля зонду у камеру джерела. Якщо іони відбираються з межі плазми, що має поверхню , то коефіцієнт а збільшується:

. (2.7)

Цей спосіб використається, наприклад, у високочастотних плазмових джерелах із зондовим витягом. У цьому випадку усередині іонного джерела є розвинена емісійна межа, поверхня якої значно перевищує переріз вихідного каналу;

2) Шляхом утворення неоднорідної плазми. Якщо j₊ - відповідна функція координат j₊(r), тоді може задовольняти наступній нерівності:

. (2.8)

Цей спосіб полягає в утворенні неоднорідної плазми, що можна здійснити в капілярній дузі та плазмотроні - місцевим звуженням розрядної області, у дуоплазмотроні - додатковим контрагуванням плазми магнітним полем, у магнітних іонних джерелах - контрагуванням плазми магнітним полем, утворенням потенційного «жолоба», уздовж якого іони направляються до вихідного отвору. Одержання плазми з великою концентрацією й великим ступенем іонізації й збільшення частки використовуваних іонів часто досягається одночасно. Наприклад, місцеве звуження розрядної трубки приводить до підвищення щільності іонного струму, утворенню подвійного шару, що прискорює електрони, появі області з підвищеною концентрацією плазми, розміри якої порівнянні з розмірами вихідного отвору; останнє явище обумовлює підвищення частки використовуваних іонів. Збільшення газової економічності досягається, у першу чергу, збільшенням ступеня іонізації газового середовища. Часто перешкодою цьому є неможливість зменшення робочого тиску газу в камері іонного джерела, що пов'язане з нестабільністю розряду при малому тиску. У таких випадках може виявитися корисним створення перепаду тиску між катодною областю й областю розряду, пов'язаною з вихідним отвором. Підвищення тиску газу в області катода сприяє стабільності розряду, у той час як зниження тиску газу поблизу вихідного отвору приводить до зменшення його витрати. Підвищення газової економічності може бути досягнуте також шляхом використання як газорозрядного середовища надзвукового потоку газу, що поширюється перпендикулярно напрямку витягу іонів.

2.3 Плазмові джерела

Плазмові іонні джерела доцільно класифікувати за способом одержання в них газового розряду низького тиску. За цією ознакою їх можна розділити на три групи.

1) Джерела з розрядом з розжарюваним катодом. До цієї групи можна віднести плазмові джерела зі звуженням розрядної трубки, джерела із прямим дуговим розрядом і розрядом з осциляцією електронів у магнітному полі, дуоплазмотрон.

2) Джерела з розрядом з холодним катодом. Сюди відносяться джерела, у яких відбувається стаціонарний або імпульсний тліючий розряд, у магнітному полі (розряд Пеннінгу) або дуговий розряд з холодним катодом (при малому падінні потенціалу), якому може передувати розряд Пеннінгу. До цієї ж групи належать джерела з холодними електродами, у яких вакуумний розряд, викликуваний великою різницею потенціалів, приводить до необхідного для основного розряду виділенню робочого газу з електродів.

3) Джерела з високочастотним розрядом. До цієї групи ставляться імпульсні й стаціонарні джерела з лінійним або кільцевим розрядом і різноманітним використанням магнітного поля.

Джерелами, що дозволяють одержати найбільш щільну плазму, є плазмотрон і дуоплазмотрон. (Відзначалися концентрації вище 6•10¹⁴ см^-3 і щільність іонного струму до 100 А/см². Загальна величина іонного струму, що витягається, досягає декількох сотень міліамперів).

Помітимо, що плазмотрон з додатковим контрагуванням плазми магнітним полем знайшов широке застосування у вигляді дуоплазмотрона. Капілярно-дугові джерела й плазмотрони можуть бути використані в тих випадках, коли за якимись причинами не можна скористатися магнітними або високочастотними полями, застосовуваними в джерелах інших типів.

Недоліком плазмотронів і дуоплазмотронов є обмеження щільності струму, прихожого на анод, законом трьох других:

, (2.9)

де g - геометричний фактор 1, L - відстань між електродами,

m - маса іона, U_a - прискорювальна напруга в джерелі [3].

3. Плазмові джерела із замкненим дрейфом електронів

3.1 Плазмові джерела із замкненим холовським струмом

плазма джерело дрейф електрон

Мала продуктивність класичних електромагнітних сепараторів визна-чається іонними джерелами, у яких у прискорювальному зазорі перебувають тільки іони (Характерні іонні струми j_i ? 0,01 - 0,1A. Якщо врахувати, що заряд один грам - атома дорівнює 10⁵ Кл, то навіть при j = 0,1А буде потрібно близько 15 діб, щоб переробити цю кількість речовини.). У зв'язку з тим, що в більшості наведених вище джерел використовується витяжка плазми з каналу розряду (джерела), то іонний струм обмежений (2.9), (створюване ними електричне поле обмежує щільність струму), однак для холовських прискорювачів такої проблеми не існує.

Принцип дії холовського прискорювача базується на різкому зменшенні поперечної рухливості електронні компоненти плазми в сильному магнітному полі. Завдяки цьому виявляється можливим створення значної напруженості електричного поля, перпендикулярного магнітному, при досить низької щільності електронного струму в тому ж напрямку. У цих умовах електричне поле здійснює роботу переважно над іонами, збільшуючи їхню кінетичну енергію

Картина руху іонів й електронів у такому прискорювачі схематично представлена на рисунку 3.1а, на рисунку 3.1б показаний розподіл потенціалу U(x) по товщині прискорювального шару d.

Рисунок 3.1 - Картина руху іонів й електронів у прискорювачі (а), розподіл потенціалу U(x) по товщині прискорювального шару d (б)

Що до рисунку: у площині, паралельної магнітному полю , розташовується яке-небудь джерело іонів, наприклад, газорозрядне. Воно має деякий позитивний потенціал U_o стосовно площини. Якщо товщина шару задовольняє нерівності:

, (3.1)

де - ларморовські радіуси електронів та іонів при енергії , то електрони дрейфують зі швидкістю уздовж еквіпотенціальних поверхонь:

. (3.2)

А іони прискорюються в напрямку електричного поля Е_х, практично не зазнаючи дії магнітних сил.

Кінетична енергія прискорених іонів визначається пройденою різницею потенціалів:

, (3.3)

а корисна робота, дорівнює

, (3.4)

де j_ix - щільність іонного струму.

У приближенні парних зіткнень швидкість електронів має дві складові, нормальні до магнітного поля:

,

, (3.5)

де - параметр Холу, або параметр намагніченість електронів.

При швидкість дрейфу , а швидкість руху в напрямку електричного поля: .

Для ефективної роботи джерела потрібен безперешкодний рух електронів або однорідність прискорювального шару в дрейфовому напрямку , що реалізується в різних схемах із замкнутим електронним дрейфом або замкненим холовським струмом. У прискорювачі із замкненим холовським струмом електрони виявляються як би захопленими усередині прискорювального шару. Швидкість відходу їх із шару v_ex виявляється настільки незначної, що відповідний збиток негативного просторового заряду компенсується автоматично, завдяки іонізації залишкового газу або повторної іонізації іонів Таким чином, для стаціонарного режиму прискорення не потрібне штучне джерело електронів, а досить лише прикласти різницю потенціалів _.

Оскільки в прискорювальному шарі має місце квазінейтральність, то процес прискорення формально може бути описаний магнітогідродинамічним рівняннями руху, тобто як прискорення одиничного об'єму плазми амперовой силою й градієнтом тиску Р. Отже. знімаються обмеження щільності іонного струму просторовим зарядом, і граничні можливості прискорювача визначаються наступним інтегральним балансом сил, прикладених до прискорювального шару:

, (3.6)

де j_EH - частина щільності холовського струму, обумовлена електричним дрейфом електронів зі швидкістю:

. (3.7)

Звідси видно, що щільність іонного струму може мати дуже більшу величину, обмежену напруженістю зовнішнього магнітного поля:

. (3.8)

C обліком процесів іонізації електронами залишкового газу й можливого відходу електронів на стінки прискорювальної камери уздовж магнітного поля рівняння безперервності поперечного електричного струму можна написати у наступному вигляді:

, (3.9)

де концентрація електронів;

ефективна частота іонізації.

Величина менше щирої частоти іонізації , на величину, пропорційну щільності поздовжнього електронного струму, що йде на стінки прискорювальної камери. Зокрема, якщо усі електрони, що утворяться у результаті іонізації, йдуть уздовж магнітного поля, то .

З рівності (3.9) випливає, що максимальний електронний струм у площині при за величиною дорівнює:

. (3.10)

З другого боку, цей струм можна виразити через поперечну рухливість електронів :

. (3.11)

З рівнянь (3.10) і (3.11) незалежно від щільності іонного струму визначається товщина прискорювального шару:

, (3.12)

де v₀ - дифузійна частота розсіювання електронів.

Якщо поздовжній відхід електронів відсутній, то при товщина шару виявляється мінімальною, порядку ларморовського електронного радіусу й не залежить від тиску залишкового газу, тому що і v₀ і v_i, пропорційні концентрації нейтралів. У протилежному граничному випадку всі електрони, що утворяться в об'ємі, ідуть уздовж магнітного поля і задля збереження кінцевого значення потрібне зовнішнє джерело електронів.

З цих міркувань видно, що регулюючи поздовжній відхід електронів, можна змінювати товщину прискорювального шару d або напруженість електричного поля .

Таким чином, у загальному випадку прискорювач із замкнутим холовським струмом може мати деякий примусовий розподіл потенціалу на стінках прискорювальній камери U_ст(х), а потенціал плазми U(х), буде випливати за потенціалом стінок з точністю до величини порядку температури електронів , як показано на рис 3.2.

Рисунок 3.2 - Розподіл потенціалу по стінках прискорювальної камери U_ст(х), і потенціалу плазми U(х).

Якщо стінки прискорювальної камери не секціонуванні, виконані з металу й підтримуються при нульовому (катодному) потенціалі, а прискорювальна напруга U_o, прикладена до джерела іонів, становить декілька кіловольт, то практично реалізується випадок з високою ефективною чистотою іонізації , максимальною напруженістю електричного поля Е_х і відповідно мінімальною товщиною прискорювального шару . Для зручності викладу назвемо цю модифікацію прискорювача граничним холовським прискорювачем.

Іншою модифікацією, порівняно легко здійсненної, є прискорювач із діелектричною прискорювальною камерою. Потенціал поверхні діелектричної прискорювальної камери відповідає нульовому результуючому струму на стінки, тобто рівності електронної й іонної складових Оскільки , то й прискорювальний шар збільшується в порівнянні із граничним. Такий прискорювач можна назвати холовським неграничним.

Різні теоретичні аспекти граничного холовського прискорювача досліджувалися в наближенні сильного зовнішнього магнітного поля, коли можна зневажити власним полем холовського струму , тобто:

. (3.13)

Помітимо, що за умови (3.13) щільність іонного струму, як видно з рівняння (3.6), пропорційна дрейфовому електронному струму і дорівнює:

. (3.14)

У цьому випадку, детально простежені структура й еволюція прискорювального шару залежно від напруженості магнітного поля, анодної напруги й концентрації нейтралів. Одним з найбільш важливих розділів є вивчення процесу вигоряння (іонізації) потоку нейтралів, що надходять із іонного джерела. У цьому плані вдається показати, що прискорювач із замкнутим холовським струмом допускає застосування іонних джерел з низькою ефективністю іонізації й може також працювати без джерела іонів у режимі самостійного розряду. Крім того, у загальному випадку умова високого к. к. д. граничного прискорювача має вигляд:

, (3.15)

де ліворуч показана потужність, принесена електронами на анод, а праворуч - корисна потужність потоку швидких іонів.

Якщо із джерела іонів практично не надходить нейтралів і іонізація

в шарі дуже мала , то умова (3.15) виконується навіть при високій середній енергії електронів . Однак теоретичний розгляд у дифузійному наближенні показує, що ККД може бути високим і при значному потоці нейтралів із джерела або навіть у режимі самостійного розряду, коли із джерела надходять у шар тільки нейтрали. Хоча при цьому іонний й електронний струми рівняються , але середня енергія іонів , тоді як середня енергія електронів. при досить інтенсивному потоці нейтралів стає . Підвищення середньої енергії іонів пояснюється зосередженням зони вигоряння нейтралів поблизу анода.

3.2 Стаціонарні плазмові джерела

У 60-х роках з'явилися плазмові прискорювачі, у яких у зоні прискорення перебувала квазінейтральна плазма. Ці розробки були стимульовані потребою у електрореактивних космічних двигунах.

Стаціонарні плазмові джерела - це осесьосметричні системи з кільцевими прискорювальними каналами, у яких створюється квазірадіалне магнітне поле.

У глибині каналу знаходиться анод, в околиці якого в канал подається газоподібна робоча речовина. Зовні поблизу зрізу каналу міститься порожній катод. Різниця потенціалів, прикладена між анодом і катодом, створює в каналі поздовжнє електричне поле. При включених Е и Н-полях, розжарі катоду і при подачі речовини електрони з катода, проникаючи в канал, викликають іонізацію, а самі - завдяки наявності схрещених Е, Н-полей - починають дрейфувати за азимутом й повільно дифундувати до анода. Іони, що утворилися, прискорюються під дією Е-поля, здобуваючи до моменту виходу з каналу енергію

, (3.16)

тут ?_* - потенціал крапки, де іонізувалась частинка. Потенціал катода вважаємо рівним нулю. Магнітне поле в каналі вибирається такої величини, щоб електрони були намагнічені, а іони практично ні, тобто

, (3.17)

де - довжина каналу,

- відповідні ларморовські радіуси.

Величина іонного струму, що виходить із каналу, визначається в першу чергу секундною подачею речовини в канал. Ступінь іонізації добре оптимізованій моделі близька до 95%. Тому при однократній іонізації

, (3.18)

де - витрата газу (г/с).

Таким чином, тут немає обмеження на величину щільності іонного струму, оскільки в каналі плазма квазінейтральна. У стаціонарних двигунах фактором, що обмежує щільність струму, є просто нагрівання каналу. Типові величини щільності струму 0,1 - 0,2 А/см², при площі каналу ~20см² маємо сумарний іонний струм ? 3 - 4 А.

3.2.1 Пристій та параметри досліджуваного плазмового джерела

Плазмове джерела з анодним шаром (ПДАШ) є однієї з різновидів прискорювачів плазми із замкнутим струмом у схрещених електричному й магнітному полях []. Прискорення іонів в ПДАШ здійснюється поздовжнім електричним полем без порушень квазінейтральності. ПДАШ є високоефективними джерелами іонів із ККД прискорення порядку 0,7-0,8 й універсальними по робочих тілах. Але, як правило, висока ефективність процесу прискорення досягається при напрузі на електродах ПДАШ більше 1 кВ. Зниження напруг розряду до менш ніж 1 кВ приводить до мимовільного переходу розряду в «аномальний» режим, і параметри ефективності процесу прискорення значно погіршуються в цьому випадку. Причиною переходу розряду ПДАШ в «аномальний» режим може бути динамічна декомпенсація пучка в зоні з магнітним полем за зрізом прискорювача, де відбувається «автокомпенсація» об'ємного позитивного заряду іонів.

Для багатьох технічних завдань, наприклад плазмової обробки матеріалів, оптимальна енергія іонів відповідає області 40 - 600 еВ. При таких енергіях іонів утворення вторинної плазми самим пучком в області сильного магнітного поля на виході із прискорювача для компенсації заряду іонів стає проблематичним внаслідок низької ймовірності іонізації залишкового газу низькоенергітичними іонами. Використання емиттеру електронів, установленого за зоною розсіяного магнітного поля не впливає на характеристики ПДАШ як у прискорювальному режимі, так і у аномальному. Причиною є досить сильне магнітне поле 0,1 Тл, необхідне для ефективної роботи ПДАШ. Електрони компенсатора, відповідно до класичної рухливості, не можуть перебороти бар'єр сильного магнітного поля, внаслідок чого обмежений пучок іонів на. виході із прискорювача стає нестійким стосовно до утворення віртуального анода, що й приводить до розвалу пучка. Отже, однієї з головних проблем при прискоренні низькоенергетичного пучка іонів в ПДАШ є компенсація об'ємного позитивного заряду іонів на виході із прискорювача у зоні із сильним магнітним полем, коли параметр Холу .

ПДАШ аксіального типу мають пучок іонів у формі порожнього циліндру принаймні, у зоні з магнітним полем. За умови замагниченості компоненти електрони, необхідні для компенсації об'ємного заряду іонів, можуть потрапити в пучок тільки уздовж силових ліній магнітного поля (при відсутності коливань у розряді). Цей факт накладає певні вимоги до форми компенсатора пучка при роботі ПДАШ у низьковольтному режимі. Велике значення має також довжина області з магнітним полем, що перетинає пучок перед виходом у простір дрейфу, вільне від електричних і магнітних полів. З урахуванням зазначеного фактора більше кращим є прискорювач із невеликим межполюсним зазором h, тому що характер спадання магнітного поля за зрізом експоненціально залежить від величини зазору між полюсами магнітної системи:

, (3.19)

де B_o - значення напруженості магнітного поля в максимумі; х - відстань від зрізу прискорювача.

3.2.2 Експериментальна модель і методика досліджень

Лабораторна модель прискорювача була розроблена з урахуванням вищевикладених зауважень. Конструкція й основні розміри (у мм) прискорювача схематично показані на рисунку 3.3:

Рисунок 3.3 - Експериментальна модель

На рисунку: 1 - магнитопровод; 2 - котушка; 3 - анод - газорозподільник; 4, 6 - полюси магнітної системи; 5 - катодні вставки; 7 - термоемісійний компенсатор; П - приймач пучку.

Основними елементами експериментальної моделі прискорювача є магнітна система, утворена магнітопровідом 1 з полюсами 4 й 6, котушкою намагнічування 2, і прискорювальний канал, утворений анодом - газорозподільник 3 і кільцевими катодами 5. Катоди 5 встановлені на полюсах магнітної системи 4 й 6. Компенсація пучка іонів виконується за допомогою термоемісійного нейтралізатора 7, виготовленого з вольфрамового дроту діаметром 1 мм у формі кільця із внутрішнім діаметром 42 мм. Нейтралізатор 7 встановлено на відстані 2 мм від площини зрізу, безпосередньо у кінці зони прискорення Кільцевий нейтралізатор охоплює пучок по зовнішньому периметру, що сприяє рівномірній компенсації іонів у зоні із замагніченою електронною компонентою на виході ПДАШ.

3.2.3 Вимір іонного струму пучка

Повний струм іонів пучка виміряється як за допомогою охолоджуваного водою приймача пучка П (див. рис. 3.1), на який подається негативний зсув від джерела постійного струму , так і інтегруванням розподілу з радіусом щільності іонного струму на площі, займаємої пучком у площині установки рухливого зонда. Зонд іонного струму являє собою вольфрамовий циліндр діаметром 3 мм, неробоча (бічна) частина якого обмазана порошком з окису алюмінію з рідким склом і щільно вставлена в ізолятор. Зонд має охоронне кільце з танталу із внутрішнім діаметром 3,5 і зовнішнім - 10 мм. На охоронне кільце при знятті вольт амперних характеристик подається такий само негативний потенціал, що й на зонд іонного струму.

Іонний струм насичення на зонд визначається крапкою перетинання дотичній до ділянки насичення вольт-амперної характеристики з віссю ординат .Таким же способом відшукується повний іонний струм на приймач пучка П.

Розподіл щільності іонного струму вимірюється за допомогою рухливого зонду в площині, перпендикулярної до напрямку поширення пучка на відстані 50 мм від зрізу прискорювача. Сигнал із зонда записується на двокординатному самописному потенціометрі типу ПДС-021 м або знімається з осцилографа типу З1-54.

Повний іонний струм пучка визначається в цьому випадку за формулою:

, (3.20)

де - коефіцієнт вторинної електронної емісії із зонда, значення якого

для вольфраму прийняті з. таблиці 3.1;

- площа зонда;

- розподіл щільності іонного струму по радіусі.

З метою підвищення вірогідності вимірів повний іонний струм пучка виміряється одночасно рухливим зондом () і приймачем пучка . Як точне значення повного іонного струму приймається середнє значення з формули:

(3.21)

Інші параметри розряду - струм , напруга та іонний струм на приймач виміряється за допомогою приладів типу М-253 (клас точності - 0,5).

3.2.4 Розрахунок соленоїду прискорювача

Соленоїд є кілько шаровим, без стрижня. його загальний вигляд наведен на рисунку 3.4.



Рисунок 3.4 - Загальний вигляд соленоїда (осьовий розріз)

Формула розрахунку напруженості магнітного поля такого соленоїда наведена у [20] і має вигляд:

, (3.22)

де - коефіцієнт поля (враховує геометрію соленоїда) розрахований за формулою:

, (3.23)

або

, (3.24)

та - відносні геометричні коефіцієнті, пристосовані до усіх котушок прямокутного осьового перерізу незалежно від розподілення щільності струму, розраховуються за формулами:

, (3.25)

. (3.26)

Соленоїд має такі параметри: довжина м, внутрішній радіус м, зовнішній радіус . Потрібна індукція магнітного полю Тл.

Також допоміжна формула (матеріальне рівняння) має вигляд:

, (3.27)

де це поле коли , тобто у центрі витку.

Отже скористувавшись (3.24) та (3.27) маємо:

. (3.28)

Враховуючи геометричні параметри соленоїду згідно формулам (3.24) - (3.26), маємо:

,

,

,

тобто

,

тоді

Згідно (3.28) маємо кількість ампер-витків:

В якості намотки соленоїда візьмемо прямокутну ізольовану мідну шину зі сторонами 2х2. Використання такої шини дозволяє збільшувати коефіцієнт заповнення практично до одиниці, що в свою чергу збільшує щільність утворюваного поля та також зменшує розміри соленоїду, також у цьому випадку практично немає неоднорідності поля одного витку. Завдяки тому що контур силових ліній прямий а не коло.

Знаючі геометричні розміри соленоїду, можна вирахувати кількість його витків:

, (3.29)

де d це або діаметр дроту витку або його сторона.

Враховуючи (3.29), маємо кількість витків:

Враховуючи це, скориставшись (3.28) та (3.29), знаходимо значення струму:

А

Його щільність:

А/мм².

Межова щільність току для міді складає А/мм².

3.2.5 Розрахунок радіусу екранування

У плазмі електрони в деякій околиці іона притягаються до нього й екранують його електричне поле. Точно так само нерухомий електрон відштовхує інші електрони й притягає іони. Завдяки цьому ефекту поле навколо зарядженої частки змінюється. Поле заряду, що спочиває в плазмі, описується потенціалом[1]:

, (3.30)

де ?_D - дебаевський радіус екранування (межа плазми), уперше введений у теорії електролітів Дебая - Хюккеля. Для електрон-протонної плазми з (3.30) маємо:

, (3.31)

де n - концентрація електронів (або іонів), виражена в см^-3; Т - температура в кельвінах; ? - постійна Больцмана (?=1,38•10^-16 ерг/К). Дебаевський радіус визначає сферу впливу виділеного пробного заряду в плазмі й у загальному випадку залежить від швидкості руху пробного заряду щодо плазми. Дебаевський радіус обчислений у сантиметрах.

Використовуючи формулу (3.31), знайдемо дебаевський радіус для плазми з такими характеристиками: Т=1еВ, n= 10¹² см^-3:

см

3.2.6 Дрейф частинок

Більшість властивостей плазми обумовлено колективними ефектами [1]. Однак деякі властивості можна визначити, розглядаючи рух окремої частинки в змінних в часі й просторі електричному, магнітному й гравітаційному полях. При відсутності зіткнень заряджена частинка в однорідному магнітному полі рухається по спіральній траєкторії. У площині, перпендикулярній полю, частинка обертається із циклотронною частотою по колу радіусом , що називається ларморовським радіусом або гірорадіусом. Рух уздовж магнітного поля залишається незмінним. Циклотронна частота виміряється в Гц по формулі:

, (3.32)

де q - заряд частинки (у нашому випадку q = 1,602 Кл), B - індукція магнітного поля (у нашому випадку 0,1 Тл), m - маса частинки.

Використовуючи (3.32) обчислимо для іонів кріптону, аргону й ксенону, а також для електронів (m_е =9,10956·10^-31 кг).

Маси ядер знаходимо за допомогою періодичній таблиці елементів Менделєєва [2]. Вони відповідно рівні: 84, 40, 132. Знайдені числа потрібно помножити на масу протона (m_p = 1,672·10^-27 кг).

Тоді по (3.32), маємо:

Гц,

Гц,

Гц,

Гц.

На рисунку 3.5 зображено розподілення магнітного полю вздовж осі соленоїдів: а - розраховані залежності (1 промисловий соленоїд, 2 моделюючий соленоїд), б - эксперементальні.



а) б)

Рисунок 3.5 Розподілення магнітного полю вздовж осі соленоїдів

а) розраховане, б) виміряне

4. Експериментальні дослідження стаціонарного плазмового джерела із дрейфом електронів

У лабораторії ННЦ «ХФТИ» проводилась робота із створення плазмового сепаратора нового покоління. Розроблялись фізичні основи методів обробки відпрацьованого ядерного палива за допомогою електромагнітних сепараторів з метою відділення палива від уламків поділу, і вивчається можливість зниження енерговитрат до рівня 110³ еВ/атом. Схематичний вид установки ДІС (демонстраційно-імітаційний сепаратор) представлений на рисунку 4.1.

Рисунок 4.1 - Схематичний вид установки ДІС

На рисунку 4.1 позначено:

1,2,3 - соленоїди для створення певної конфігурації магнітного поля і магнітний екран; 4 - плазмове джерело; 5,6 - магнітні аналізатори нейтральною і іонною компонент плазми; 7 - кріонасоси для відкачування продуктів-елементів; 8 - вакуумні клапана; 9 - високовакуумний дифузійний насос з жидкоазотной пасткою; 10 - насос накопичувач для відкачування змішай; 11 - кріонасос-компресор, для закачування змішай в балони 12; 13 - кільцева область на внутрішній поверхні вакуумної камери, куди повинні виходити іони важкого елементу; 14 система формування радіального електричного поля

4.1 Вибір плазмового джерела та речовини

Для моделювання процесів плазмового розділення елементів ядерного палива відпрацьованих ТВЕЛів, необхідно вирішити ряд завдань по створенню:

1) плазмового джерела сумішей елементів з достатньо високими масовими производительностями, при високих економічних показниках.

2) магнітної системи сепаратора;

3) вакуумної системи;

4) системи ефективного криогенного диференціального відкачування продуктів-елементів, за допомогою яких проводиться імітація;

5) системи реєстрації факту розділення.

Доцільно максимально спростити і забезпечити експерименти, одночасно не знижуючи їх переконливої довідності. Матеріал суміші обирався наступним чином:

В процесі ядерного горіння в ТВЕЛах створюється практично вся таблиця Менделєєва. Не вдаючись до подробиць, можна стверджувати, що максимуми розподілу по елементах розташовуються в діапазонах мас 233240; 120130; 8590; 16. При коефіцієнті вигорання близько 10%, досягнутому в сучасних реакторах, в паливних елементах з UO2, з'являється близько 20% інших елементів.



Рисунок 4.2 - Елементний склад матеріалів ТВЕЛа

На рис. 4.2. схематично, в довільних одиницях, представлений елементний склад матеріалів ТВЕЛа: UO2 і Zr (окисел урану - паливо і цирконій - конструкційний матеріал).

В процесі ядерного горіння-розпаду до уранової компоненті з атомними номерами 238 і 235 додаються ще і уран 233, а також зауранові елементи 239, 240 і ін. - плутоній, америцій і т.д. Одночасно з'являється і вся таблиця Менделєєва, див. рис. 4.3.

Рисунок 4.3 - Елементний склад матеріалів ТВЕЛа після вигорання

Саме ці продукти ядерного розпаду і повинні бути виведені в процесі обробки ОЯТ. Як вже мовилося раніше[1], розділення важких і легких елементів ОЯТ пропонується здійснювати в плазмі, що обертається в схрещених електричному і магнітному полі, досягши умови спонтанного циклотронного резонансу, що приводить до прискорення (або нагріву) іонів, що потрапили в резонанс.

На початковій стадії немає необхідності проводити експерименти безпосередньо на матеріалах ТВЕЛа, оскільки можливий вибір імітаційного об'єкту зручнішого і безпечнішого в обігу. Спочатку була вибрана суміш благородних газів: Xe-Kr-Ar, і N2 або О2 (повітря), див. рис. 4.4.

Рисунок 4.4 - Газова суміш, що імітує склад ТВЕЛа N-Ar-Kr-Xe

Слід відмітити, що саме ця 4-х компонентна суміш, з відносними концентраціями: 20-1-1-10 відповідно, буде, на наш погляд, вдаліше імітувати склад ОЯТ, чим трикомпонентна Xe-Kr-Ar, про яку йшла мова раніше[2]. Оскільки досягши умови резонансу і виході резонансного елементу на стінку камери, щільність плазми, у разі чотирьох компонентній суміші, зміниться менше ніж на третину, що важливе для збереження транспортних властивостей плазми.

Так само як імітуючий об'єкт може бути вибрана суміш газів Хе і СО₂ в приблизній пропорції 1:2, що імітує матеріали ТВЕЛа - UО₂, див. рис. 4.5 і 4.6. Гідність цієї суміші в тому, що для досягнення вакуумних умов необхідних для проведення експерименту немає необхідності використовувати неонові кріонасоси, призначені для відкачування Kr.

Рисунок 4.5. Газова суміш, що імітує склад ТВЕЛа CO2-Xe



Рисунок 4.6. Імітуюча суміш в процесі розряду

Як стаціонарне плазмове джерело був вибраний деякий прототип, плазмове джерело із замкнутим дрейфом електронів, що на наш погляд задовольняє пункту 1, схематичний вид якого представлений на рис. 4.7.

Рисунок 4.7 - Схематичний вид плазмового джерела.

На рисунку 4.7 позначено:

1 - корпус, 2 - кришка з вихідним отвором, 3 - катод, 4 - анод, 5 - газорозподільна вставка, 6 - магнітна котушка, 7 - сердечник, 8 - алундовые кольца, 9 - фланець з неіржавіючої сталі, 10 - система водяного охолоджування, 11, 12 - колектори.

Корпус джерела циліндрової форми виготовлений з магнитом'якої сталі Ст3, і має кришку з того ж матеріалу з вихідним отвором діаметром 7 см 3 зовнішнього боку отвору розташований розжарюваний катод з вольфрамового дроту діаметром 0,8 мм. Анод виконаний з графіту і розташований усередині корпусу, має конічний отвір великим отвором звернене до катода. З іншого боку анод спирається на газорозподільну вставку, також виготовлену з графіту з конічним отвором що має загальну створюючу з отвором анода. Перед газорозподільною вставкою розташована магнітна котушка з сердечником із Ст3 що створює магнітне поле. Корпус, котушка з сердечником і кришка з вихідним отвором утворюють єдину магнітну систему.

По осі усередині сердечника до газорозподільної вставки проходить канал подачі газу. Витрата робочого газу змінювалася в діапазоні від 3 до

20 н см³ /хв, тиск у вакуумній камері змінювався в межах 1*10^-4 Тор-

8*10^-4 Тор. Напруга між анодом і катодом 60-120 В, струм напруження катода 32А.

На рисунку 4.8 представлена електрична схема живлення плазмового джерела.

Рисунок 4.8 - Електрична схема живлення плазмового джерела

Анод А і катод К підключені до джерела живлення через діодні мости. У ланцюг анода додатково включений згладжуючий фільтр LC, що складається з ємкісного накопичувача і дроселя індуктивності Ін. Ємкість накопичувача складає 1400 мкФ, індуктивність дроселя - 18 мкГн. Живлення анодного ланцюга проводиться від трансформатора напруги ТР1 220/1000 В, а катодний ланцюг і ланцюг котушки магнітного поля КМП харчуються від трансформаторів струму ТР2, ТР3 220/18 В, потужністю

Р = 7 кВт. КМП - котушка, що створює магнітне поле до 900 Е. Для створення постійного розряду і поля, що витягає іони з плазмової хмари, напруга на електроди податься через випрямляч.

4.2 Результати експерименту

На рис. 4.9 представлена топографія магнітного поля джерела при стрічному включенні провідного поля сепаратора. Підвищення поля джерела приводить до стиснення плазми і локалізації розряду в області поблизу анода. Видалення кришки з вихідним отвором привело до зміни магнітній конфігурації джерела і, відповідно, зміни карти силових ліній, що дозволило уникнути цього ефекту. Плазма розповсюджувалася за всім обсягом, прилеглим до джерела.

Рисунок 4.9 - Топографія магнітного поля джерела

На рисунках 4.10 і 4.11 представлені подовжні і радіальні складові магнітного поля джерела в області розряду. На рисунку 4.10 нуль відповідає перетину вихідного отвору джерела.



Рисунок 4.10 - Подовжня складова напруженості магнітного поля плазмового джерела на різних радіусах від осі 1 - r = 0 см; 2 - r = 1 см; 3 - r =2 см; 4 - r = 3 см; 5 - r = 5 см; (верхні криві 4, 5 продубльовані в п'ятикратному масштабі)

Рисунок 4.11 - Радіальна складова напруженості магнітного поля плазмового джерела для різних відстаней по осі від зрізу вихідного отвору (1 - l = 1 см; 2 - l = 2 см; 3 - l = 4 см) залежно від радіусу, нуль відповідає центральній осі джерела

Вході експерименту були отримані вольтамперные характеристики джерела представлені на рис. 4.12.а, б, в, для різних струмів напруження катода, величин магнітного поля і тиску нейтрального газу.



а

б

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

в

Рисунок 4.12 а, б, в-Вольт-амперні характеристики плазмового джерела. Вимірювання іонних струмів на осьовий і радіальний колектори, з негативним потенціалом на сітках, до 200 вольт, показали переважно радіальний струм, величиною до 1 А, тоді як струм на осьовий колектор знаходився на рівні 30 мА. Таким чином, джерело дозволяє створювати в об'ємі сепаратора плазму щільністю близько 10¹⁰ см-³, при загальному іонному струмі близько 1 А. Як видно з рис. 4.12 а, напруга і струм плазмового розряду із збільшенням струму напруження катода до 30-32 А приходить в насичення. Аналогічна ситуація спостерігається при збільшенні тиску до значення 7*10^-4Торр (рис. 4.12 б). На рис. 4.12 в спостерігається характерний максимум струму і мінімум напруги при величині магнітного поля джерела близько 160 Е. При подальшому збільшенні величини магнітного поля спостерігається зниження струму розряду.

На рисунку 4.13 представлені осцилограми розрядної напруги і сигнал з радіального колектора іонів. Як видно, крім звичайної пульсації 50 Гц від джерела спостерігається ще і високочастотна складова, мабуть, що визначається плазмовими процесами, зокрема, появою на стінках вакуумної камери катодних плям - додаткових вакуумних дуг, що запалюються, створюють тимчасові зміни профілю щільності плазми. Ці зміни особливо катастрофічні в області поза плазмовим джерелом, де відсутній дрейф електронів, що визначає створення однорідної щільності. При включенні подовжнього магнітного поля в системі сепаратора (нижні криві рис. 4.13 а, б) катодні плями на стінках зникають, а плазма стискається в область осі магнітної системи. Розряд на стінки вакуумної камери не запалюється, і вся енергія виділяється в плазмовому джерелі.

Як видно з порівняння осцилограм іонного струму, прикладене зовнішнє магнітне поле стабілізує розряд і зменшує амплітуду високочастотних коливань приблизно в 3 рази.

Вимірювання іонних струмів на осьовій 11 і радіальний 12 колектори, з негативним потенціалом на сітках, до 200 В, показали переважно радіальний струм, величиною до 1 А, тоді як струм на осьовий колектор знаходився на рівні 30 мА.

З перерахованих типів плазмових джерел описане джерело, на наш погляд, є прийнятним для проведення демонстраційно-імітаційного експерименту по виділенню важких елементів на сепараторові ДІС.



а

б

Рисунок 4.13 - Форма розрядної напруги (а) і сигнал з радіального колектора(б)

Представлені вище вакуумні умови, отримані при випробуваннях плазмового джерела, задовольняють вимогам, необхідним для роботи сепаратора. При представлених величинах тиску, практично всі резонансно прискорені іони, в режимі сепарації, можуть бути втрачені із-за процесів перезарядки іонів на нейтральному газі, що виходить з джерела, оскільки його (джерела) газова ефективність лежить на рівні 10% і нижче. Ці процеси і необхідні вакуумні умови були розглянуті, проте, затримка з пуском системи неонового зріджувача зажадала використання інших рішень. На наш погляд, рішення може бути знайдене при використанні процесів криозахвата, описаного раніше, при використанні змішай Хе, СО₂, у вказаній вище пропорції, при температурі 65К. Як показують розрахунки, виконані з урахуванням парних потенціалів взаємодії і обліку тяжіння найближчих сусідів, величини упругостей пари Хе при температурі 65 До для суміші 2 СО₂-1Хе лежатиме на рівні 1,5•10-9 Торр і 1•10-7 Торр для суміші 1 СО₂-1Хе, див. рис. 4.4, що цілком задовольняє умовам експерименту сепарації. Величини швидкостей відкачування робочих газів знаходяться на рівні 104 л/с і забезпечуються насосами кільцевого типу, що розміщуються на торцях системи сепаратора.

Рисунок 4.4. - Пружності пари чистих газів і їх сумішей

5. Економічна частина

5.1 Практичне використання

В наші часи гостро стало питання про розробку і впровадження передових технологій. Одним з таких напрямів є плазмові технології. Плазма знаходить широке застосування при розробці нових високоефективних технологічних процесів у плазмохімії, при швидкісному бурінні твердих і надтвердих гірських порід. Завдання теплового захисту літальних апаратів, що входять в шари атмосфери, часто вирішуються за допомогою досліджень, в яких обдування моделей плазмовими потоками моделює натуральні умови і робить можливим експериментальне вивчення проблем теплового захисту літальних апаратів. Властивості плазми інтенсивно досліджуються для застосування в керованому термоядерному синтезі. Плазма також використовується в медицині для отримання ізотопів, які вводяться в клітки злоякісних пухлин, опромінюються і, розпадаючись, знищують ці пухлини.

Сама плазма є речовиною, яка важко піддається управлінню і дослідженню, а така широка різноманітність галузей науки і техніки, в яких вона застосовується, вимагає простого і дешевого методу для контролю і вимірювання її численних параметрів