Визгалов Методы генерации и диагностики 2008

Из сказанного следует, что наиболее предпочтителен режим работы зонда при отрицательных относительно плазмы потенциалах.

Согласно теореме Бома почти вся разность потенциалов между плазмой и зондом в этом случае сосредоточена в двойном слое, и лишь небольшая ее часть, порядка kТе/2е проникает в нейтральную плазму. Подходящие к двойному слою ионы ускоряются этой разностью потенциалов, что имеет принципиальное значение для подавляющего числа плазменных объектов, которые обычно обладают малой температурой ионов по сравнению с температурой электронов (Те >> Тi). В соответствии с расчетами Бома ионный ток насыщения равен

В противном случае для определения ионного тока насыщения следует воспользоваться выражением для хаотического потока на поверхность ионного компонента:

При построении вольт-амперной характеристики (ВАХ) зонда положительным принято такое направление тока, когда зонд по отношению к плазме является источником положительных зарядов. Таким образом, ионный ток насыщения на ВАХ зонда располагается в области отрицательных значений. Идеализированная ВАХ зонда показана на рис. 3.5. Ионному насыщению соответствует участок А.

Рис. 3.5. Характерный вид зондовой характеристики

51

По мере повышения потенциала зонда относительно плазмы на его поверхность попадают сначала наиболее быстрые, а затем и более медленные электроны плазмы. В результате абсолютная величина тока на зонд уменьшается. Потенциал зонда, при котором суммарный ток равен нулю, называют плавающим потенциалом. Такой потенциал приобретает в плазме изолированное тело малых размеров (по сравнению с характерными размерами изменения плазменных параметров). Плавающий потенциал зонда f относи-

тельно невозмущенной плазмы p имеет отрицательный знак и определяется в основном температурой электронов:

при дальнейшем повышении потенциала зонда ток изменяет знак, и далее его величина монотонно возрастает по мере роста потенциала. Электронный ток на зонд при U p (участок В на рис. 3.5)

определяется следующей формулой:

которой рассматривается электронный газ с изотропным и термодинамически равновесным распределением скоростей. В направлении от невозмущенной плазмы к поверхности зонда плотность электронов снижается в соответствии распределением Больцмана для газа в потенциальном поле. При этом предполагается, что благодаря высокой теплопроводности электронный газ в двойном слое изотермичен, поэтому тепловая скорость электронов не зависит от потенциала зонда. При достижении потенциалом зонда потенциала плазмы экспонента в выражении (3.28) обращается в 1, и электронный ток принимает свое насыщающее значение. В этом состоянии зонд не оказывает воздействия на движение ионов и электронов, и на его собирающую поверхность попадают хаотические потоки обоих компонентов. Согласно изложенной идеальной модели при достижении φр ВАХ должна иметь излом, поскольку в окрестности

52

этой точки должен происходить резкий переход от экспоненциальной зависимости к постоянному току электронного насыщения в интервале изменения напряжения зонда порядка нескольких ионных температур (в эВ). Этот факт можно использовать для точного определения потенциала плазмы. Однако сильные возмущения плазмы, сопряженные с перераспределением разрядных токов и ростом эффективной собирающей поверхности зонда, сглаживают и растягивают этот участок (участок С). Фактически из вспомогательного измерительного и невозмущающего электрода зонд при достижении p превращается в дополнительный анод и может из-

менить распределение разрядных токов и параметров в значительной части плазменного объекта. Указанные эффекты снижают точность определения плазменного потенциала по этому участку ВАХ.

Таким образом, для определения температуры и плотности плазмы по методу одиночного зонда Ленгмюра следует выполнить следующие операции.

Снять ВАХ зонда в таком диапазоне напряжений, на котором достигается ионный ток насыщения, имеется крутой участок с плавающим потенциалом и, по возможности, достигается электронное насыщение (см. рис. 3.5).

Определить ионный ток насыщения, экстраполировать его зависимость от напряжения из области больших смещений в переходную область и из полного зондового тока выделить электронную составляющую.

По зависимости электронной составляющей тока от смещения зонда в переходной области, считая зависимость экспоненциальной согласно с формулой (3.28), определить электронную температуру.

По формуле (3.25) определить плотность плазмы. Изложенный метод применим с некоторыми модификациями и

для измерений параметров плазмы в магнитном поле.

Наложение внешнего магнитного поля на плазму вносит в задачу анизотропию: заряженные частицы, вращаясь по циклотронным траекториям, двигаются вдоль магнитных силовых линий. Скорости частиц вдоль и поперек поля могут заметно отличаться: один и тот же сорт заряженных частиц может иметь разные температуры T и T|| . Кроме того, эффективная длина свободного пробе-

53

га поперек поля оказывается порядка ларморовского радиуса, поэтому коэффициенты переноса поперек поля значительно меньше, чем вдоль. Критерием степени влияния внешнего магнитного поля H является радиус Лармора:

υ

e H ,

где υ – скорость частицы, H – циклотронная частота.

Отсюда следует, что ионный ларморовский радиус больше электронного в ZM m раз при равных энергиях, траектории элек-

тронов искривлены значительно сильнее, чем траектории ионов. Соответственно, когда ларморовский электронный радиус e меньше размера зонда rp, как это часто бывает в случае электронов, зонд находится в так называемом «замагниченном» режиме. Поток электронов является существенно одномерным, и эффективной площадью собирания цилиндрического зонда для электронов явля-

ется его проективная площадь Sпроек= 2l D (l – длина зонда, D – его диаметр), которую пересекают силовые линии магнитного поля. В

противоположность этому ионы при I rp относительно мало подвержены упомянутым выше факторам, и выражение для бомовского тока (3.25) остается справедливым и им можно пользоваться для определения плотности плазмы с вполне приемлемой точностью. Это подтверждают многочисленные измерения плотности плазмы в магнитных ловушках с помощью независимых диагностических методик.

Что касается переходной области (участок В зондовой характеристики), то кажется естественным, что при больших отрицательных напряжениях, когда отбор электронов мал, график зависимости ln(ie) от U при максвелловском распределении электронов по скоростям остается линейным, так как наложение поля не меняет термодинамического равновесия в выбранном направлении, хотя температуру, полученную из (3.28) следует интерпретировать, как T||.

Наиболее сильное влияние магнитное поле оказывает на участок C. Абсолютная величина электронного тока существенно уменьшается и появляется зависимость от приложенного напряжения, т.е. электронный ток насыщения отсутствует. К сожалению,

54

удовлетворительной теории на этот случай не существует. Имеются лишь некоторые качественные решения, позволяющие оценить величину электронного тока при небольшом положительном потенциале. Экспериментально обнаружено, что в присутствии магнитного поля форма ВАХ начинает отклоняться от простой экспоненциальной зависимости при напряжениях, незначительно превышающих плавающий потенциал. Кроме того, отношение электронного тока насыщения к ионному значительно уменьшается и составляет порядка 10. В частности, обнаружено, что электронный ток увеличивается более медленно в области выше плавающего потенциала, и этот эффект связан с истощением источников электронов вдоль силовой трубки. Данное истощение происходит из-за слабой диффузии электронов поперек магнитного поля. Поэтому электронная температура, определяемая по выражению (3.28), в этой области ВАХ искусственно завышается по отношению к ее действительному значению, и это отклонение увеличивается по мере приближения к точке перегиба ВАХ. Поэтому для определения Te замагниченной плазмы обычно используется участок ВАХ в

малой окрестности плавающего потенциала – f Te .

Порядок выполнения заданий

1.Откачать установку до давления 10-4 – 10-3 Па.

2.Включить охлаждение катушек магнитного поля, электронной пушки и приемника.

3.Включить магнитное поле (I = 600–700 А).

4.Включить питание электронной пушки.

5.Осуществить транспортировку электронного пучка на прием-

ник при I = 0,2 A, U = 2 кВ.

6.Увеличивая давление в центральной части установки до 10-3 – 10-2 Па, зажечь ППР. При этом в смотровом окне должно на-

блюдаться яркое свечение плазменного шнура.

Задание 1

Провести измерения с помощью ленгмюровского зонда:

а) снять на анализаторе спектра С4-35 шумовые характеристи-

ки разряда;

55

б) снять зависимость порога возникновения шумов от тока пучка при различных ускоряющих напряжениях пушки;

в) снять зондовую характеристику и по ней определить электронную температуру и плотность плазмы, потенциал плазмы, оценить степень ионизации (как отношение плотности плазмы к плотности газа);

г) с помощью ионного зонда снять радиальное распределение плотности плазмы;

д) обработать данные и представить в виде графиков.

Задание 2

1.Подключить самописец, усилитель постоянного тока и систему сканирования ускоряющим напряжением.

2.Получить развертку массового спектра на самописце; в указанном преподавателем режиме разряда (вид и давление рабочего газа, ток в катушках, ускоряющее напряжение и ток электронной пушки).

3.Провести калибровку масс-анализатора по пикам Аr+ и Ar2+, для этого в камеру установки с помощью смесителя ввести газ Ar.

4.Расшифровать спектры и определить массовый и зарядовый состав пучка.

Задание 3

1.Подключить самописец, источники питания коллекторов

анализатора, усилитель коллекторного ионного тока.

2.По методу задерживающего потенциала снять интегральный энергетический спектр заряженных частиц.

3.Продифференцировать тормозные характеристики и получить распределение частиц по энергиям.

Контрольные вопросы

1.Что означает термин периферийная плазма ТЯР?

2.В чем состоит принцип действия зеркальной магнитной ловушки? Какие существуют типы открытых ловушек?

3.Каковы основные механизмы потерь плазмы в адиабатической ловушке? Как связана функция распределения частиц с неустойчивостями плазмы?

56

4.В чем состоит различие ионно-магнетронного и пучковоплазменного метода внутренней инжекции для магнитных ловушек?

5.Какие критерии определяют применимость зондовых методик в магнитном поле?

Список рекомендуемой литературы

3.1.Лукьянов С.Ю. Горячая плазма и управляемый термоядерный синтез. – М.: Наука, 1975.

3.2.Резенбмот М., Лонгмайер К. Стабильность плазмы, ограниченной магнитным полем // Проблемы современной физики, 1958. № 1. С. 99.

3.3.Кадомцев Б.Б. О турбулентности плазмы в ловушке с магнитными патрубками. // ЖЭТФ, 1961. Т.40. С.328.

3.4.Тельковский В.Г., Храбров В.А. Термоядерные установки с магнитным удержанием плазмы. – М.: МИФИ, 1987.

3.5.Незлин В.М. Динамика пучков в плазме. – М.: Энергoатомиздат,

1982.

3.6.Козлов О.В. «Электрический зонд в плазме». – М.: Атомиздат,

1969.

3.7. Чен Ф. Электрические зонды //Диагностика плазмы /Под ред. Р. Хаддлстоуна и С. Леонарда. – М.: Мир, 1967. С. 94-164.

3.8.Чан П., Тэлбот Л., Турян К. «Электрические зонды в неподвижной и движущейся плазме (теория и применение)». – М.: Мир, 1978.

3.9.Демидов В.И., Колоколов Н.Б. , Кудрявцев А.А. «Зондовые методы исследования низкотемпературной плазмы». – М.: Энергоатомиздат, 1996.

3.10.Райзер Ю.П., Физика газового разряда. – М.: Наука. 1987.

3.11.Миямото К. Основы физики плазмы и управляемого синтеза. – М.: Физматлит, 2007.

57

Работа № 4

ИССЛЕДОВАНИЕ РАСПРОСТРАНЕНИЯ АЛЬФВЕНОВСКИХ ВОЛН В ЗАМАГНИЧЕННОЙ ПЛАЗМЕ

Цель: экспериментальное исследование распространения альфвеновских волн в замагниченной плазме и определение параметров плазмы.

Краткие теоретические сведения об альфвеновских волнах

Многие интересные свойства плазмы выявляются при изучении распространения в ней колебаний и волн. Для характеристики влияния электромагнитного воздействия на среду и обратного влияния среды на прохождение электромагнитных волн можно использовать диэлектрическую проницаемость среды ε. По физическому смыслу диэлектрическая проницаемость является мерой по-

ляризации среды в электрическом поле напряженности E , ее величина определяет во сколько раз ослабевает поле в диэлектрике и связывает электрическую индукцию поля с напряженностью

D E . Диэлектрические свойства плазмы и многочисленность собственных колебаний и волн в плазме (что отличает ее от нейтрального газа) связаны, прежде всего, с наличием заряженных частиц и их кулоновским взаимодействием, причем, для распространения волн существенна большая роль коллективных движений частиц в плазме (за счет самосогласованного поля частиц) по сравнению с ролью столкновений (кулоновское взаимодействие отдельных частиц).

Однако по отношению к электромагнитным волнам плазма может вести себя не только как диэлектрик. Собственное электрическое поле плазмы может компенсировать внешнее электрическое поле волны и тогда плазма ведет себя как проводник, делая невозможным распространение волн данной частоты. В анизотропной плазме это зависит не только от частоты, но и от направления распространения волны. Зависимость диэлектрической проницаемости

58

от частоты волны ω и от волнового вектора k говорит о том, что внешнее воздействие изменяет ее свойства, что в свою очередь влияет на распространение волны. Скорость распространения волны в среде может быть вычислена, если известна зависимость частоты волны от волнового вектора, которая задастся дисперсионным

уравнением k . Для нахождения дисперсионного уравнения необходимо знать диэлектрическую проницаемость среды, которая в общем виде задается тензором диэлектрической проницаемости

,k (индексы α, β = 1,2,3). Связь между тензором диэлектри-

ческой проницаемости, определяющим диэлектрические свойства плазмы, и тензором проводимости плазмы ,k , связывающим

и используя (4.2), можно получить дисперсионной уравнение для собственных колебаний однородной плазмы в виде:

Вобщем случае задачу нахождения тензора диэлектрической проницаемости плазмы решить бывает сложно (для этого необходимо решить кинетическое уравнение), но в приближении, когда тепловая скорость частиц много меньше скорости, приобретаемой

вполе волны (т.е. тепловой энергией частиц можно пренебречь), задача существенно упрощается.

Вслучае отсутствия магнитного поля, если пренебречь движением ионов, то уравнение движения для электрона имеет вид:

59

mev eE , где е и mе – заряд и масса электрона, тогда, выразив j

через скорость j env , из (4.1) и (4.2) получим, что для продоль-

ных (E || k ) и поперечных (E k ) волн вида (4.3) диэлектрические

ленгмюровских колебаний плазмы плотности n. Таким образом, плазма без магнитного поля изотропна по отношению к распространению колебаний. Дисперсионное уравнение (4.4) для изотропной плазмы, выбрав направление волнового вектора k параллельно оси z, примет вид:

где N kc – показатель преломления.

Продольные колебания возможны с частотой ω = ω0 (ε|| = 0), их называют ленгмюровскими или плазменными. Групповая скорость

приводят к развитию волнового процесса в среде.

Дисперсионное уравнение для поперечных высокочастотных

электромагнитных волн зависят только от плотности плазмы n. При ω < ω0, диэлектрическая постоянная ε < 0, коэффициент преломления становится чисто мнимым. Это означает, что распространение электромагнитных волн с частотами ω < ω0 не возможно, падающая на границу плазмы волна отразится от нее, если плотность плазмы

n me 2 . Это очень важное для диагностики плазмы свойство

4 e2

60