Инжекторы быстрых атомов водорода - Кузнецов В.В., Семашко Н.Н., Владимиров А.Н., Кулыгин В.М., Панасенков А.А.

Автор: Кузнецов В.В. Семашко Н.Н. Владимиров А.Н. Кулыгин В.М. Панасенков А.А.

Теги: общее машиностроение технология машиностроения атомная физика физика плазмы термоядерный синтез экспериментальная физика

Год: 1981

Похожие

Физика и технология источников ионов

Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Вводный том III

Математическое моделирование плазмы

Физические процессы в плазме токамака

Текст

Проблемы управляемого
термоядерного синтеза
Инжекторы
быстрых
атомов
водорода
Москва • Энергоиздат • 1981

УДК 621.039.616
Авторы: Н. Н. Семашко, А. Н. Владимиров, В. В. Кузнецов,
В. М. Кулыгин, А А. Панасенков
Инжекторы быстрых атомов водорода/Н. Н. Семашко,
А. Н. Владимиров, В. В. Кузнецов и др. — М.: Энергоиздат,
1981.— 168 с— (Проблемы управляемого термоядерного синтеза).
Описаны средства получения быстрых атомов водорода (дейте-
(дейтерия) для нагрева плазмы до термоядерных температур в замкнутых
и открытых магнитных системах. Рассмотрены мощные инжекторы
для исследовательских, демонстрационных и реакторных термоядер-
термоядерных установок. Описаны методы получения потоков атомов низких
энергий, основанные на перезарядке положительных ионов, и пото-
потоков атомов средних энергий, основанные на преобразовании отрица-
отрицательных ионов.
Для научных работников и инженеров, работающих в области
управляемого термоядерного синтеза, ускорительной техники, кос-
космической техники. Может быть полезна студентам и аспирантам
физико-технических специальностей.
Табл. 4. Ил. 126. Библиогр. 154.
20409 435 1704040000 © Энергоиздат, 1981
051@1)—81 V }

ОГЛАВЛЕНИЕ
Глава 1. Инжекция быстрых атомов — способ создания термоядерной
плазмы
5
§ 1.1. Виды термоядерных установок с инжекцией 6
§ 1.2. Требования к инжекционным системам 8
§ 1.3. Принципы построения инжекционных систем 9
Глава 2. Структура инжектора 11
§ 2.1. Инжектор с получением быстрых атомов из положительных
ионов И
§ 2.2. Получение быстрых атомов с помощью преобразования отри-
отрицательных ионов 15
§ 2.3. Системы обеспечения работы инжектора 18
Глава 3. Ионные источники 30
§ 3.1. Основные понятия 30
§ 3.2. Извлечение и формирование ионного пучка 34
§ 3.3. Плазменный эмиттер положительных ионов 54
§ 3.4. Типы ионных источников 67
§ 3.5. Источники отрицательных .ионов 88
Глава 4. Ионно-атомный тракт инжектора 94
§ 4.1. Расходимость ионного пучка с некомпенсированным зарядом 94
§ 4.2. Транспортировка ионного пучка 96
§ 4.3. Перезарядка ионных пучков 103
§ 4.4. Расчет прохождения нейтрального пучка по тракту, инжектора 111
§ 4.5. Сепарация пучков. Рекуперация энергии ионов . . . . 114
§ 4.6. Доускорение отрицательных ионов 120
§ 4.7. Реионизационные потери в атомном пучке 124
Глава 5. Инжектор на основе прямой перезарядки положительных
ионов , 128
§ 5.1. Исходные предпосылки 128
§ 5.2. Конструкционная схема инжектора * 131
§ 5.3. Элементы ионно-атомного тракта 133
§ 5.4. Криогенная вакуумная система 135
§ 5.5. Система вакуумной подготовки инжектора 137
§ 5.6. Система электрического питания 137
3

Глава 6. Инжектор на основе отрицательных ионов 142
§ 6.1. Выбор параметров инжектора 142
§ 6.2. Конструкционная схема инжектора 144
§ 6.3. Элементы ионно-атомного тракта 148
§ 6.4. Система откачки 158
§ 6.5. Система электрического питания 159
Список литературы 162

ГЛАВА 1
ИНЖЕКЦИЯ БЫСТРЫХ АТОМОВ
ТЕРМОЯДЕРНОЙ ПЛАЗМЫ
— СПОСОБ СОЗДАНИЯ
10'
2X115
A5-20ЮВ)
2XII
{15-20Ш)
Инжекция быстрых атомов водорода (дейтерия) в магнитные
системы рассматривается в настоящее время в качестве одного
из основных способов создания плазмы с термоядерными парамет-
параметрами. Этот способ зародился в начале 60-х годов, когда появились
Phoenix [1], Огра-2 [2], 2Х [3] —открытые ловушки, рассчитанные
на накопление плазмы, образующейся при ионизации быстрых ато-
атомов, влетающих в объем установки. Первоначальный захват осу-
осуществлялся за счет лоренцевой ионизации, а затем шло экспонен-
экспоненциальное нарастание плотности из-за ионизации при столкновениях
атомов пучка с частицами образовавшейся плазмы.
Инжекторы того времени были сравнительно маломощными; их
быстрое развитие во многом стимулировалось появившимся инте-
интересом к дополнительному нагре-
нагреву плазмы в токамаках. Создан-
Созданные в ИАЭ им. И. В. Курчатова х 3Kt
и продемонстрировавшие хоро-
хорошие возможности в получении
плотной горячей плазмы установ-
установки такого типа быстро распрост- ю2
ранились по лабораториям мира.
Сопутствующие этому интенсив-
интенсивные исследования привели к вы-
выводу о недостаточности обычно- ю1
го для токамаков джоулева на-
нагрева и необходимости дополни-
дополнительного внесения энергии, на-
например методом высокочастотно- 10
го нагрева или инжекции мощ-
мощных пучков быстрых атомов во- ОгРа'5
дорода. Результаты усилий по
созданию инжекторов, отвечаю-
отвечающих требованиям, выдвинутым
токамаками, представлены на
рис. 1.1, иллюстрирующем рез-
резкое увеличение потоков атомов, т5г
инжектируемых в установки, на
протяжении десятилетия с 1969 по
1979 г.
Cteo {
B5кзВ)
Т-11
(ЯГкэВ}
Phoenix 11
кзВ
-2
Т-11
B5т)
0RMAK
1970г.
1975п
1980г.
Рис. 1.1. Рост инжектируемых
установки потоков атомов

Эти результаты сказались на параметрах плазмы, достигнутых
в токамаках с инжекторами: рекордное значение р (отношение
давления плазмы к давлению магнитного поля) в Т-11 [4], абсо-
абсолютный рекорд ионной температуры в PLT [5]. Главное же — под-
подтвержден классический механизм передачи энергии от захвачен-
захваченного в токамаке пучка к плазме, показано, что ее температура
растет пропорционально мощности инжектируемого потока; допол-
дополнительных потерь, связанных с наличием группы быстрых ионов, не
возникает.
Появление мощных инжекционных систем вновь возбудило ос-
ослабевший было интерес к открытым ловушкам с инжекцией, по-
поскольку обнадеживающие результаты, полученные на 2XIIB [6],
позволяют говорить о новом качестве старого сочетания.
Таким образом, эксперименты последних лет подтвердили прак-
практическую важность метода инжекции для решения проблемы уп-
управляемого термоядерного синтеза; по-видимому, инжекторы
быстрых атомов будут одной из основных частей демонстрацион-
демонстрационного термоядерного реактора ближайшего будущего.
§ 1.1. Виды термоядерных установок с инжекцией
Как уже отмечалось выше, быстрые атомы инжектируются и в
открытые, и в замкнутые магнитные системы. Считается, что оба
пути могут привести к цели — созданию термоядерного реактора,
вначале демонстрационного, а затем и промышленного, экономи-
экономически выгодного, способного конкурировать с другими источниками
энергии. В настоящее время наиболее продвинуты к этой цели
представители замкнутых систем — токамаки.
* По современным представлениям* может быть осуществлена по
крайней мере одна из трех разновидностей термоядерного реакто-
реактора на основе токамака с инжекцией: 1) реактор с зажиганием;
2) с постоянным подогревом; 3) двухкомпонентный.
Наиболее предпочтительным представляется первый вариант.
В этом случае инжекторы должны быть включены лишь в нача-
начале рабочего цикла. С их помощью температура плазмы доводится
до необходимой для «зажигания» интенсивной термоядерной реак-
реакции, после чего инжекторы отключаются, а «горение» самоподдер-
самоподдерживается за счет энергии а-частиц, образующихся в результате
самой реакции. Ясно, что для реализации этой привлекательной
возможности нужно, чтобы а-частицы не уходили из системы* не
отдав своей энергии плазме, а скорость выноса энергии из плазмы
на стенку реактора не превышала некоторого предельного значе-
значения.
Если же теплоперенос будет настолько велик, что самоподдер-
самоподдерживание реакции не осуществится, то реактор сможет работать
лишь при условии постоянного восполнения уходящей энергии за
счет непрерывной инжекции в плазму энергичных частиц, т. е. в
этом случае имеем систему с постоянным подогревом.
Следует заметить, что практическая реализация термоядерного

реактора может представлять собой промежуточный вариант этих
двух разновидностей: мощная нагревная инжекционная система в
начале рабочего цикла доводит реактор «почти до зажигания»,
после чего необходимый энергетический баланс поддерживается
сравнительно слабым управляющим инжектором. Такая схема
представляется удобной с точки зрения контроля за режимом ра-
работы, так как позволяет, изменяя мощность инжектируемого по-
потока, управлять «критичностью» реактора.
Наконец, третья возможная разновидность — двухкомпонентный
реактор-токамак [7] —представляет собой систему, в которой
энергия получается не в термоядерной реакции, т. е. не в совокуп-
совокупности ядерных реакций в нагретой до высокой температуры плаз-
плазме, а в реакциях, происходящих при столкновениях высокоэнергич-
высокоэнергичных инжектированных частиц с частицами сравнительно холодной
плазмы, служащей мишенью, бомбардируемой налетающим на
нее пучком. Двухкомпонентный токамак, являясь мощным генера-
генератором нейтронов, может быть применен, в частности, не только в
виде чисто пучково-плазменной системы, но и как гибридный реак-
реактор, в бланкете которого в результате облучения нейтронами
делящихся материалов получается дополнительная энергия с од-
одновременным воспроизводством ядерного горючего — плутония.
Если в токамаках может идти речь об альтернативном инжек-
ции методе нагрева плазмы — введении потока высокочастотного
электромагнитного излучения, то практически интересной идеи
использования открытой ловушки без применения инжекторов в
данный момент, по-видимому, не существует. Более того, как уже
отмечалось, именно современный уровень разработок в области
инжекционных систем сделал возможным появление таких, пред-
представляющихся весьма перспективными, предложений, как системы
с обращением магнитного поля и амбиполярные ловушки.
Идея обращения магнитного поля внутри открытой ловушки
существует еще со времени Astron'a [8], в котором это обращение
предполагалось осуществить с помощью создания токового слоя
из инжектированных в ловушку быстрых электронов. Теперь реа-
реализация этой старой идеи уже на новой основе — за счет диамаг-
диамагнетизма плазмы, созданной в ловушке мощным инжектором,—
выглядит вполне реальной. Результаты опытов на 2XIIB [6] гово-
говорят о том, что на этой установке уже вплотную подошли к полному
вытеснению магнитного поля из центра плазмы. Если в центре
плазмы удастся получить магнитное поле, обратное наружному, то
получится качественно новая конфигурация поля — магнитная си-
система окажется замкнутой за счет диамагнитного тока в самой
плазме (рис. 1.2).
Амбиполярная ловушка была предложена сравнительно недав-
недавно в Новосибирске Г. И. Димовым с сотр. [9] и, независимо, Фау-
лером и Логаном и активно анализируется у нас в стране и за
рубежом. Она состоит из трех частей: к обычной открытой ловушке
пристыкованы две небольших ловушки, в которые инжектируются
высокоэнергичны.е частицы A МэВ), а в главную ловушку — части-
. 7

энергии A0 кэВ). Соответствующим подбором токов
^екцииможнРо добиться того, чтобы плотность плазмы в крайних
ловушках пк была выше, чем в центральной п0 (рис. l.d), при этом
амбиполярное электрическое поле образует в аксиальном направ-
направлении поТРенциальный барьер для ионов, находящихся в централь-
ной ловушке.
Л
Рис. 1.2. Обращение
магнитного поля в зер-
зеркальной ловушке и об-
образование замкнутой
конфигурации
Рис. 1.3. Распределения магнитного поля, потен-
потенциала и плотности плазмы вдоль оси амбиполяр-
ной ловушки
§ 1.2. Требования к инжекционным системам
Требования, предъявляемые к инжекционной системе при ее
проектировании, определяются видом, назначением и масштабами
установки. Перечислим главные характеристики, оговариваемые
этими требованиями в первую очередь: 1) мощость вводимого в
установку потока атомов; 2) полный инжектируемый поток атомов;
3) энергия частиц пучка; 4) длительность импульса инжекции;
5 геометрические характеристики пучка атомов; 6) сопутствующий
поток холодного газа;- 7) энергетический КПД системы инжекции;
8) надежность работы и ресурс системы (в том числе и ее работо-
работоспособность в условиях нейтронного и у-излучении).
На первый взгляд, кажется, что можно было бы ограничиться
лишь двумя из первых трех характеристик пучка. Однако в зависи-
зависимости от вида установки, для которой предназначается инжектор,
на первый план выходят различные их попарные сочетания. Так, в
нагревном токамаке (с зажиганием или с постоянным подогревом)
определяющий параметр —это мощность вводимого в установку
пучка Затем следует выбрать энергию частиц, чтобы обеспечить их
достаточно глубокое проникновение в плазму и захват, более или
менее равномерный по сечению шнура. Естественно, что в этом
случае полный инжектируемый поток атомов — величина произ-
производная. Если же инжектор предназначен для двухкомпонентного
токамака, то прежде всего требуется выбрать энергию, чтобы по-
получить максимальный выход ядерных реакции при устанавливаю-
устанавливающемся распределении захваченных быстрых частиц по энергиям.

Проектируемая интенсивность реакции при выбранной энергии
инжекции позволяет определить полный инжектируемый ток. Та-
Таким образом, теперь уже мощность пучка является производной
величиной.
Остальные параметры при формулировании исходных требова-
требований к инжектору могут остаться независимыми.
Для исследовательских установок ближайших лет потребуют-
потребуются инжекционные системы, способные обеспечить ввод потоков
атомов водорода или дейтерия мощностью 10—20 МВт при энергии
частиц 40—120 кэВ и длительности импульсов инжекции до не-
нескольких секунд. В табл. 1.1 [10] приведены некоторые параметры
Таблица 1.1
Параметры инжекционных систем^некоторых существующих и строящихся установок
Установка
I
It-
II
PLT
D-III
PDX
TFTR
Т-10М
4
10
4—10
20
4,5
40
50
40
120
40/80 2-
4-6
4-F)
44)
0,6—0,9
0,6—0,9
0,6—0,9
5
2,5
60
60
60
70
35
0^3
1,0
0,3
0,5
1,5
3,6
4,0
3,6
8,5
6
20
15x30
20
40x70
20x80
7
таких систем на уже работающих и проектируемых установках.
Устройства следующего поколения, которые явятся фактически
демонстрационными реакторами, будут рассчитаны на мощности
инжектируемых потоков порядка сотен мегаватт. Для этих уста-
установок эффективность инжекционных систем будет иметь определя-
определяющее значение.
§ 1.3. Принципы построения инжекционных систем
Физический принцип получения энергичных пучков атомов,
используемый в современных инжекторах, заключается в ускоре-
ускорении ионов с последующим их превращением в атомы. Реализация
этого принципа возможна по двум схемам — через положительные
или через отрицательные ионы. Конкретный выбор той или иной
схемы определяется стремлением получить максимальный энерге-
энергетический к. п. д. инжектора. Дело в том, что генерировать поло-
положительные ионы водорода легче, чем отрицательные, однако сече-
сечение перезарядки положительных ионов на мишени, определяющее
коэффициент преобразования их в атомы, сильно падает с ростом
энергии (рис. 1.4). В то же время сечение «обдирки» отрицатель-
9

ных ионов, превращающей их в атомы, слабо зависит от энергии
йплоть до весьма больших значений (рис. 1.5). Поэтому энергети-
энергетически более выгодно использовать положительные ионы для полу-
получения сравнительно низкоэнергичных потоков атомов и отрицатель-
отрицательные ионы, если требуются потоки атомов высоких энергий. На рис.
см*
w
el?
го'
ж
100
?,кэВ
200
Рис. 1.4. Зависимость сечения
резонансной перезарядки быст-
быстрых ионов водорода в атомы
от энергии
JT О
25 50 ??кэ8
Рис. 1.5. Зависимость сечения «об-
«обдирки» быстрых отрицательных ионов
водорода на молекулах Н2, N2 и Ог:
/ — квазиклассическое приближение; // —
борновское приближение; 1—3 — экспери-
экспериментальные данные из [11]
1.6 приведены зависимости энергетических к. п. д. инжекторов,
построенных в соответствии с двумя обсужденными выше схемами.
Техническое воплощение той или иной физической схемы всегда
связано как с принципиальными ограничениями, налагаемыми
законами природы, так и с реальными технологическими возмож-
возможностями. Например, ограничения характерных размеров ионно-
оптической системы (ИОС) источника ионов — важнейшего эле-
элемента инжектора — прямо связаны с предельно достижимой точ-
точностью, изготовления ее деталей на металлорежущих станках, с
механической стойкостью материала и возможностями теплоотво-
да. Так, размер ускоряющего зазора определяется его высоковольт-
высоковольтной прочностью, очень сильно зависящей от качества обработки
поверхностей электродов. Эти ограничения, в свою очередь, лими-
лимитируют плотность ионного тока от источника, при которой пучок
может быть удовлетворительным образом сформирован ИОС. При
этом для получения больших потоков быстрых атомов необходимо
развивать ионно-эмиссионную поверхность, увеличивать число и
размеры.входных апертур в установках и т. д.
ю

Анализ подобных связей, а также требования надежности ра-
работы и удобства эксплуатации приводят к формулированию сле-
следующего конструкционного принципа построения инжекционных
систем термоядерных установок: система инжекции должна состо-
состоять из нескольких инжекционных зон, каждая из которых объеди-
Р и с. 1.6. Зависимость к. п. д. ин-
инжектора от энергии Ео для дейтерия:
/ — инжектор, основанный на прямой пе-
перезарядке положительных ионов; 2 —
тот же инжектор с рекуперацией (85%)
энергии ионов; 3 — инжектор с использо-
использованием отрицательных ионов при двой-
двойной перезарядке на натриевой мишени
О 200
няет несколько инжекторов, имеющих автономные вакуумные си-
системы; в "каждом инжекторе устанавливается несколько ионных
источников с автономными схемами электрического питания и
снабжения рабочим газом. Это положение является фактически
принципом модульности, позволяющим независимо оптимизировать
параметры отдельных элементов и повышающим надежность рабо-
работы всей системы в целом, так как ремонт или замену вышед-
вышедшего из строя или выработавшего ресурс элемента можно произ-
производить без нарушения функционирования всех остальных.
ГЛАВА 2
СТРУКТУРА ИНЖЕКТОРА
§ 2.1. Инжектор с получением быстрых атомов
из положительных ионов
Схема процесса, положенная в основу инжектора с получением
быстрых атомов из положительных ионов, такова: в газовом разря-
разряде образуются положительные ионы водорода (дейтерия), далее
они извлекаются из разряда, ускоряются и формируются в пучок,
после чего перерабатываются в нейтральные атомы на перезаряд-
перезарядной мишени с эффективностью, определяемой соответствующим
сечением перезарядки. Полученный поток атомов очищается от
неперезарядившихся ионов и инжектируется затем в плазму тер-
термоядерной установки. На рис. 2.1 показаны возможные варианты
этой схемы. Они содержат следующие основные элементы: ионные
источники /, формирующие и ускоряющие пучки положительных
ионов; нейтрализаторы 2, в которых происходит перезарядка уско-
ускоренных ионов в атомы; отклоняющий магнит 3 (см. рис. 2.1, а),
11

который убирает из атомного пучка неперезарядившиеся ионы и
направляет их на приемник ионов 4 (последний может быть вы-
выполнен либо просто в виде некоторой поверхности, от которой
организован теплоотвод, либо в виде рекуператора, преобразую-
преобразующего кинетическую энергию ионного пучка в электрическую, отда-
отдаваемую во внешнюю сеть); пролетный рекуператор 5 (см. рис.
—/
ни
Рис. 2.1. Структура инжектора атомов с ускорением положительных ионов с
отвальным магнитом (а) и с пролетным рекуператором (б)
2.1, б), пропускающий атомы и отбирающий энергию неперезаря-
неперезарядившихся ионов; приемник-монитор 6, служащий для измерения
параметров пучка атомов при настройке инжектора, который мож-
можно убрать с тракта.
К. п. д. инжектора, работающего по такой схеме, можно опреде-
определить как отношение мощности пучка быстрых атомов к полной
мощности, потребляемой от внешней сети:
*1инж - WH./Wm. B.1)
Согласно рис. 2.2,
Линж == ЛистПпера * ^1ист (* Лпер/ Лрею» (^-4)
гДе 'Лист = ^н+/^Ист— к- п- Д- ионного источника, равный от-
отношению полезной мощности ионного пучка к мощности, потреб-
потребляемой источником; т]пер = Wh°Wh+ — к. п. д. перезарядки;
'Прек = ^рек/^н* — к. п. д. рекуператора (W'H+ = WH+ — WH*).
Из выражения B.2) следует что при отказе от рекуперации
энергии неперезарядившихся ионов эффективность инжектора пол-
полностью определяется к. п. д. ионного источника и к. п. д. переза-
перезарядки:
Линж ^ т)истг1пер' B.3)

Именно резкое падение сечения перезарядки положительных ионов
с ростом их энергии (см. рис. 1.4) делает невыгодным использо-
использование инжектора рассматриваемого типа при энергии атомов вы-
выше 200 кэВ (см. рис. 1.6).
Следует отметить, что мощные инжекторы, изображенные на
рис. 2.1, не включают в себя каких-либо специальных элементов
дополнительной фокусировки ионного пучка перед его перезаряд-
перезаряд4w
Ионный
источник
урек
Нейтра-
Нейтрализатор
Рекупе-
Рекуператор
Рис. 2.2. Схема распределения мощности в инжекторе е ускорением положи-
положительных ионов
кой (например, типа магнитных линз, размещенных между источ-
источником и нейтрализатором). Из дальнейшего рассмотрения (см.
гл. 4) видно, что для наиболее эффективной транспортировки по-
потока частиц, а следовательно, и для обеспечения наивысшего
к. п. д. инжектора желательно на большей части тракта иметь
нейтральные атомы, максимально сократив его ионную часть, где
могут действовать достаточно сильные факторы, приводящие к
расплыванию пучка. Поэтому в современных инжекторах все функ-
функции по формированию пучка возложены на ИОС источника, а ней-
нейтрализатор располагают сразу за ней. Как правило, он представ-
представляет собой отрезок трубы, перезарядная мишень в котором обра-
образуется за счет собственного сопутствующего газа, вытекающего из
газоразрядной камеры (ГРК) ионного источника.
Конкретным примером использования рассматриваемого спосо-
способа получения интенсивных потоков быстрых атомов может служить
инжектор токамака Т-11 [4] (рис. 2.3). Наряду с перечисленными
ранее главными элементами в нем имеются некоторые специаль-
специальные, введение которых диктуется условиями эксплуатации. В ин-
инжекторе Т-11 расположены один ионный источник 9 типа ИБМ-5
[12] (его параметры приведены в гл. 3), перезарядная мишень
толщиной nl= j n(z)dz&3-1015 см~2,образованная в трубе пря-
прямоугольного сечения 7 длиной / вытекающим из источника газом
с изменяющейся вдоль оси z концентрацией n(z) и позволяющая
перезарядить ~80% ионов при энергии 15 кэВ и ~70% при
25 кэВ. Стенки этой трубы выполнены из стали и служат магнит-
магнитным экраном, предотвращающим действие рассеянных полей то-
токамака на ионную часть пучка. Магнитным экраном 8 окружен
также и весь ионный источник. Далее за нейтрализатором имеется
13

ограничительная диафрагма 6, обрезающая «крылья» пбперечноГб
распределения пучка, подвижный приемник-монитор 5 и вакуум-
ноплотная шиберная задвижка 4, позволяющая отсекать вакуум-
вакуумную камеру инжектора 10 от объема токамака. Изоляторная
приставка 3 разделяет электрически корпус всей установки и кор-
корпус инжектора, а развязывающий
сильфонный узел 2 облегчает при-
пристыковку инжектора к входному пат-
патрубку токамака 1. Специальные эле-
элементы, предназначенные, для очист-
очистки пучка атомов от неперезарядив-
шихся ионов, здесь отсутствуют, по-
поскольку ионы удаляются магнитным
полем самой установки, отклоняю-
отклоняющим их прямо на стенки камеры и ато-
к насоси мопРов°Да. Такое упрощенное реше-
решение в данном случае возможно из-за
малой длительности импульса инжек-
ции ( — 20 мс) и достаточно хорошей
откачки газа из входного патрубка.
Пример более крупномасштабного
устройства, имеющего, уже все основ-
основные элементы, — инжектор установки
PLT [13] (рис. 2.4). Ионный источник 1 типа дуопигатрон [14]
для удобства замены отделен от основного объема вакуумным
затвором 2. Откачка газа производится криопанелями 3, для
предварительной откачки имеется турбомолекулярный насос. Пе-
Р и с. 2.3. Инжектор токамака
Т-11
Рис. 2.4. Инжектор PLT
14

резарядная мишень, организуемая в нейтрализаторе 4, обеспечи-
обеспечивает перезарядку 60% ионов при энергии 40 кэВ. Неперезарядив-
шиеся ионы отклоняются магнитом 5 и, разделившись по энер-
энергиям (энергетический набор возникает из-за наличия в разряде
источника наряду с протонами Н+" молекулярных ионов Н^* и Н+,
см. гл. 3, 4), принимаются приемником 6. Получаемый пучок ато-
атомов, пройдя ограничительную диафрагму 7, попадает либо на мо-
монитор 8, либо (в рабочем режиме) ёо входной патрубок тока-
мака 9.
§ 2.2. Получение быстрых атомов с помощью преобразования
отрицательных ионов
Как указывалось выше, способ получения быстрых атомов с
помощью преобразования отрицательных ионов становится энерге-
энергетически выгодным, если требующаяся энергия частиц превышает
200 кэВ. Существуют два варианта этой схемы, отличающиеся ме-
методом, посредством которого создается пучок отрицательных ионов.
Схема с источником отрицательных ионов. Отрицательные ионы
генерируются специальным источником (см. гл. 3). Они рождаются
Рис. 2.5. Структура инжектора атомов с ускорением отрицательных ионов:.
/ — источник отрицательных ионов; 2 — система доускорения; 3— перезарядная мишень; 4 —
отвальный магнит; 5 — приемник ионов
либо в разряде в водороде с добавлением паров Cs, либо на по-
покрытой цезием поверхности, затем формируются в пучок и уско-
ускоряются ИОС. Далее они доускоряются до энергий в сотни кило-
килоэлектронвольт в многоэлектродной системе доускорения, превра-
превращаются в атомы в «обдирочной» мишени, очищаются от ионов и
инжектируются в ловушку. Структура инжектора, отвечающая этой
схеме, приведена на рис. 2.5. Специфическими элементами здесь
являются: источник отрицательных ионов /; система доускорения
2\ обдирочная мишень 3. Элементы очистки пучка от ионной компо-
компоненты остаются, по сути дела, теми же: отклоняющий магнит с
рекуператором. Пролетный рекуператор в данном случае организо-
15

вать труднее из-за наличия в пучке как положительных, так и
отрицательных ионов.
Распределение потоков мощности в инжекторе с источником
отрицательных ионов (рис. 2.6) позволяет записать выражение
для к. п. д. в виде
Линж
с.д
"О — Лоб) Л рек] .
где т]об — к. п. д. процесса обдирки; №с.д—мощность, потребляе-
потребляемая системой доускорения; т]с.д — к. п. д. доускорителя; остальные
обозначения те же, что и в § 2.1.
Рис. 2.6. Распределение мощности в инжекторе с ускорением отрицательных
ионов
Если учесть, что обычно
но переписать так:
т, то выражение B.4) мож-
можЛинж = ЛобЛс.д/П — Лсд A — Лоб) Лр J.
B.5)
С точностью до обозначений B.5) совпадает с выражением B.2).
Вместо г]пер здесь стоит т|Об, вместо г\ИСт — к. п. д. системы доуско-
доускорения.
Схема с двойной перезарядкой положительных ионов. Эта схе-
схема (рис. 2.7) более громоздка по сравнению с предыдущей, но
позволяет использовать хорошо развитую технику получения
положительных ионов водорода.
Положительные ионы, ускоренные ИОС источника 1 до опти-
оптимальной для двойной перезарядки энергии Ео (для натриевой
мишени ?о = 5-^-8 КэВ), пройдя через мишень 2, превращаются в
отрицательные ионы (с эффективностью для Na~12%), сопутст-
вуемые атомами. Доля неперезарядившихся положительных ионов
достаточно мала (~ 1 %). Далее отрицательные ионы выделяются
магнитом 3 и попадают в систему доускорения 4, а затем — в об-
обдирочную мишень 5. На выходе из мишени наряду с быстрыми
атомами имеются положительные и отрицательные ионы. После
отклонения ионов вторым магнитом 6 пучок атомов готов для ин-
жекции.
Если сравнивать две схемы (с источником отрицательных
ионов и с двойной перезарядкой), то ясно, что главное различие
16

между ними заключено в способе получения отрицательных ионов.
В случае перезарядной схемы совокупность первых трех элемен-
элементов— источника положительных ионов, перезарядной мишени и
поворотного магнита — заменяет источник отрицательных ионов в
первой схеме. Поскольку затрачиваемая при их работе мощность
много меньше мощности, расходуемой в системе доускорения, а все
элементы, начиная с системы доускорения, одинаковы в обеих
Рис. 2.7. Структура инжектора с ускорением отрицательных ионов, получаемых
двойной перезарядкой
схемах, то к. п. д. инжектора с двойной перезарядкой можно рас-
рассчитывать по формуле B.5), записанной для к. п. д. инжектора с
источником отрицательных ионов.
Варианты схемы перезарядного инжектора могут быть связаны,
например, с немоноэнергетичностью пучка отрицательных ионов,
выходящих из перезарядной мишени. Если желательно сохранить
ионы с энергиями Е0/2 и Е0/3, то можно исключить первый пово-
поворотный магнит (см. рис. 2.7), направив пучок (включая и атомы)
сразу в систему доускорения. После приобретения ионами энергии
в несколько сот килоэлектронвольт первоначальное энергетическое
различие в несколько килоэлектронвольт будет несущественно, а
полный поток, таким образом, возрастет. Недостаток этого вариан-
варианта— попадание атомов низкой энергии, получающихся в переза-
перезарядной мишени, в основной тракт инжектора. Подобным образом
организован пучковый тракт стенда МИН [15], созданного в ИАЭ
им. И. В. Курчатова для изучения возможностей использования
метода двойной перезарядки. Основные элементы стенда (рис. 2.8):
ионный источник типа ИБМ 1, перезарядная мишень из сверхзву-
сверхзвуковой струи паров Na 8, система доускорения // Стенд имеет
2 Зак. 223 17

систему электропитания, позволяющую получать пучки положи-
положительных ионов с токами до 100 А и с энергией частиц до 10 кэВ
и ускорять потоки отрицательных ионов в 10 А до энергии 100 кэВ.
7 2 3
Рис. 2.8. Экспериментальный инжектор МИН:
/ — источник положительных ионов; 2 — изолятор, 3 — ионный пучок, 4 — вакуумная камера;
5 _ откачная труба с заслонкой; 6 — вакуумный объем натриевой мишени; 7 — парогенера-
парогенератор; 5 — сверхзвуковая струя паров натрия; 9 — конденсатор; 10 — изолятор; // — система до-
ускорения; 12— диагностический приемник, j3 — вакуумные насосы; 14 — платформа под по-
потенциалом земли; 15 — платформа под потенциалом 100 кВ; 16 — вакуумные заслонки
§ 2.3. Системы обеспечения работы инжектора
Работа инжектора, построенного по той или иной схеме, обес-
обеспечивается целым рядом вспомогательных систем. Важнейшие из
них—вакуумная и электропитания, вкратце рассматриваемые
здесь. Некоторое внимание уделено вопросам радиационной безо-
безопасности. Необходимо также иметь в виду систему контроля и
управления, охлаждение теплонапряженных элементов, дистан-
дистанционное обслуживание и т. д., однако рассмотрение этих вопросов
выходит за рамки данной книги.
Вакуумная система инжектора. По требованиям к вакуумным
условиям в инжекторе можно выделить следующие области:
1. Разрядная камера ионного источника, где
для обеспечения устойчивого горения низковольтного диффузион-
диффузионного разряда необходимо давление водорода ~ 1 Па.
2. ИОС ионного источника. В этой области давление
должно поддерживаться на уровне, обеспечивающем высоковольт-
высоковольтную прочность ускоряющих промежутков (подробнее см. гл. 3).
Практически в современных системах оно составляет 0,2—1 Па.
3. Нейтрализатор, где необходимое среднее по длине дав-
давление, определяется из условий требуемого выхода атомов (см.
гл. 4) и обычно составляет 0,1—0,4 Па.
4. Область транспортировки положительных
ионов. Давление здесь должно быть таким, чтобы, с одной сто-
18

роны, обеспечить компенсацию объемного заряда ионов вторичны-
вторичными электронами, рождающимися при ионизации газа, а с другой
стороны, не приводить к чрезмерной перезарядке, уменьшающей
эффективность рекуперации пучка. Реальный диапазон давлений,
удовлетворяющий изложенным требованиям, 10~2—10~3 Па.
5. Область транспортировки быстрых атомов,
непосредственно примыкающая к входной апертуре установки, в
которую производится инжекция. В этой области вакуум должен
быть лучше ~5-10~3 Па, так как, во-первых, необходимо избежать
слишком больших потерь на реионизацию атомов (см. гл. 4), а
во-вторых, не допустить излишнего натекания холодного газа в
установку.
6. Область транспортировки отрицательных
ионов. На любом участке инжекторного тракта, где имеются от-
отрицательные ионы, предельное давление остаточного газа опреде-
определяется условием малости потерь отрицательных ионов вследствие
их обдирки (пв-о1ж 10~2). Поскольку сечение обдирки велико
(сг_о~3-10~15 см2), давление обычно должно быть меньше
~5-10-4 Па.
Ясно, что столь различные давления в разных точках объема
инжектора могут быть обеспечены лишь в динамическом режиме —
при наличии мощных средств откачки, отвечающих интенсивным
источникам газовых потоков, и при соответствующей структуре
всего ионно-атомного тракта. Последнее подразумевает, ъ частно-
частности, организацию так называемой дифференциальной откачки, т. е.
разбиение вакуумной камеры инжектора на отсеки, примерно
соответствующие перечисленным выше характерным областям, с
дозированием перетекания газа из одного отсека в другой и обес-
обеспечением их собственными средствами откачки.
Газ в объем инжектора поступает прежде всего из ГРК ион-
ионного источника; его поток пропорционален полному ионному току
от всех ионных источников инжектора. Газовая эффективность сов-
современных источников водородных ионов обычно составляет 30—
40% (см. гл. 3).
Другой источник поступления газа — его десорбция с поверх-
поверхностей, непосредственно бомбардируемых быстрыми частицами.
Это приемники ионов и атомов, элементы ограничительных диа-
диафрагм и т. п. Кроме того, при необходимости газ можно непосред-
непосредственно напускать в нейтрализатор.
Методы расчета вакуумных систем подробно изложены и обос-
обоснованы в специальной литературе (см., например [16]). Поэтому
не вдаваясь в детали, укажем лишь наиболее простой подход. Он
заключается в составлении уравнений баланса газовых потоков
для всех отсеков инжектора в предположении, что время установ-
установления газового равновесия внутри каждого отсека много меньше
характерных времен откачки или перетекания газа. В этом случае
давление можно считать постоянным по всему пространству дан-
2* 19

ного отсека. Тогда система уравнений баланса газовых потокоё
записывается в виде
VtdPi/dt = - 2 (Pi - pk) Cik - ftSf + Qi9 B.6)
где Vi — объем i-го отсека; pi— давление в нем; pk — давление в
k-м отсеке, в который (или из которого) возможно протекание
газа из t-го отсека; Si — скорость откачки газа в i-м отсеке; Qi —
натекание газа из источника, размещенного в i-м отсеке; Cik —
проводимость между t-м и k-м отсеками.
Число уравнений системы равно числу отсеков инжектора. Для
получения решения систему нужно дополнить адекватными на-
начальными условиями и интегрировать численно, задаваясь кон-
конкретными значениями коэффициентов.
Довольно часто можно произвести оценки, достаточные для
предварительного рассмотрения, не решая полностью этой систе-
системы дифференциальных уравнений. Например, если нужно постро-
построить инжектор, работающий в режиме сравнительно коротких
импульсов, то можно, как это часто и делается, обойтись без
дорогостоящих мощных откачных средств. Следует лишь выбрать
объем вакуумной камеры инжектора таким, чтобы за время им-
импульса инжекции подъем давления в нем не превысил допустимого
предела. Откачивать накопившийся газ можно в промежутке меж-
между импульсами насосами небольшой производительности. При
оценке необходимого объема откачкой газа насосами можно пре-
пренебречь, перетекание из основного отсека инжектора в установку
также можно считать несущественным. Тогда из уравнения B.6)
можно получить необходимый объем камеры инжектора при дли-
длительности импульса ти и допустимом подъеме давления Ар:
V = QtJAp. B.7)
В другом предельном случае — при стационарной инжекции —
левую часть выражения B.6) можно положить равной нулю, при
этом получается система алгебраических уравнений, описывающая
распределение газовых потоков и давлений. В частности, эту систе-
систему можно использовать для нахождения распределения откачных
средств по отсекам, необходимого для обеспечения требуемых дав-
давлений:
St = [- 2 (Pi - Pk) Cik + Q,] I Pi. B.8)
Из выражения B.8) следует, что если суммарные потоки газа в
инжекторах составляют ~10 (м3-Па)/с, то суммарные скорости
откачки должны достигать миллионов литров в секунду. Такие
скорости откачки можно получить с помощью сорбционных и крио-
конденсационных средств [17]. В частности, криоконденсацион-
ные панели позволяют обеспечить удельную скорость откачки
водорода ~10 л/(с-см2) при давлении ~10~3 Па. Вакуумная

система при этом включает средства форвакуумной и предвари-
предварительной высоковакуумной откачки, гелиевые криопанели с экра-
экранами, охлаждаемыми жидким азотом. Предусматриваются средст-
средства прогрева вакуумной камеры и криопанелей (для начального
обезгаживания и последующей регенерации), станция обеспечения
жидкими хладагентами (азотом и гелием).
Следует заметить, что уравнения типа B.6) не учитывают
наличия вблизи оси тракта инжектора прямопролетных молекул
газа, плотность которых может быть рассчитана из чисто геомет-
геометрических соображений.
Система электрического пита-
питания. Система электрического пи-
питания строится так же, как и сам
инжектор, по модульному прин-
принципу, причем за модуль системы
принимается совокупность уст-
устройств электропитания канала
инжекции.
В систему электрического пи-
питания инжекторов входят: пер-
первичная сеть, распределительные
устройства, накопители энергии,
устройства электропитания эле-
элементов каналов инжекции. Если
первые являются стандартными
элементами электрических сетей
и систем, то устройства электро-
электропитания элементов каналов ин-
инжекции имеют ряд особенностей,
обусловленных характером рабо-
работы последних, поэтому им будет
уделено при дальнейшем рас-
рассмотрении основное внимание.
В случае инжектора с исполь-
использованием положительных ионов в
канал инжекции входят ионный источник, отклоняющий электро-
электромагнит (иногда общий для нескольких каналов инжекции) и, воз-
возможно, рекуператор энергии неперезарядившихся ионов (рис. 2.9);
в случае инжектора с использованием отрицательных ионов
(рис. 2.10)—схема получения отрицательных ионов (источник ио-
ионов низкой энергии и перезарядная мишень),система их доускоре-
ния до требуемой энергии, отклоняющие электромагниты и вторая
перезарядная мишень, а также, возможно, рекуператоры энергии.
Рассмотрим принципы построения устройств электропитания ион-
ионных источников, рекуператоров, систем доускорения отрицатель-
отрицательных ионов как наиболее специфичных вследствие характера на-
нагрузки и режима работы [18—19].
Питание ионного источника. Состав электропитаю-
щих устройств и их параметры определяются типом ионного источ-
ни
Рис. 2.9. Структурная схема мо-
модуля системы электропитания ин-
инжектора с использованием поло-
положительных ИОНОВ;
I — газоразрядная камера; 2 — эмис-
эмиссионный электрод; 3 — первый уско-
ускоряющий электрод; 4 — второй уско-
ускоряющий электрод; 5 — нейтрализатор;
6 — отклоняющий магнит; 7, 8, 9, 10,
II — источники электропитания соот-
соответственно эмиссионного, первого и вто-
второго ускоряющих электродов, разряда
и накала катода
21

ника. Рассмотрение проведем на примере ионного источника без
внешнего магнитного поля, подробно описанного в гл. 3.
Функционально питание ионного источника может быть разде-
разделено на низковольтную (питание электродов ГРК) и высоковольт-
высоковольтную (питание электродов ИОС) части (см. рис. 2.9). Выходные
напряжения высоковольтных электропитающих устройств должны
быть достаточными для извлечения из ГРК пучка ионов с требуе-
требуемым током, его формирования и ускорения до нужных энергий.
Е±3
Рис. 2.10. Модуль системы электрического питания инжектора с использовани-
использованием отрицательных ионов:
1 — ионный источник; 2 — перезарядная мишень; 3 — система доускорения; 4, 6 — отклоняю-
отклоняющие магниты; 5 — мишень; 7, 8, 9, Ю — источники питания соответственно ускоряющего и
эмиссионного электродов, разряда, накала катода
На эмиссионный электрод подается напряжение С/о, соответствую-
соответствующее выходной энергии ионов; через этот электрод протекает ток,
приблизительно равный вытягиваемому току ионов (в несколько
десятков ампер). На первом ускоряющем электроде необходимо
иметь напряжение около 2/3 С/о при токе, составляющем несколько
процентов тока эмиссионного электрода. Напряжение второго ус-
ускоряющего электрода — отрицательное и составляет около 0,1 UQ
при токе, равном ~0,2 тока эмиссионного электрода.
Выходные параметры низковольтных электропитающих уст-
устройств должны обеспечивать возможность создания плазменного
эмиттера нужной площади с требуемой плотностью эмиссионного
тока ионов. Ток разряда больше вытягиваемого ионного тока в 30—
40 раз, напряжение разряда обычно составляет 50—100 В. Мощ-
Мощность накала катода зависит от его типа и лежит в пределах
20—100 кВт при напряжении 10—20 В.
Таким образом, модуль системы электрического питания содер-
содержит устройства электропитания: эмиссионного электрода с выход-
выходным напряжением в десятки киловольт при токе в десятки ампер;
первого ускоряющего электрода с напряжением в десятки кило-
киловольт при токе от долей до единиц ампера; второго ускоряющего
электрода с отрицательным напряжением в единицы киловольт при
токе до десятков ампер; разряда и накала с напряжением в десят-
десятки вольт при токе в единицы килоампер.
К этим устройствам электропитания предъявляются следующие
22

требования, которые вытекают из особенностей работы ионного
источника [20]:
1) напряжения на электродах ИОС и ток разряда должны быть
стабилизированы с погрешностью 2—3%, в противном случае
увеличиваются угол расходимости формируемого пучка, его потери
по тракту, нагрузка на промежуточные электроды ИОС, что сни-
снижает эффективность инжектора;
2) напряжения на электроды ИОС должны подаваться за вре-
время не более 10—20 мкс, поскольку в течение времени нарастания
напряжений расфокусированный ионный пучок попадает на проме-
промежуточные электроды ИОС и может вызвать межэлектродный про-
пробой;
3) электроды ИОС должны быть защищены от разрушения при
высоковольтных пробоях; для этого ток пробоя и время его проте-
протекания должны быть ограничены так, чтобы выделяемая в ионном
источнике энергия не превышала нескольких джоулей;
4) напряжение на электродах ИОС после прерывания тока
пробоя должно восстанавливаться через промежуток времени, до-
достаточный для восстановления электрической прочности высоко-
высоковольтного промежутка (доли миллисекунды).
Построение надежных электропитающих устройств, удовлетво-
удовлетворяющих этим требованиям (возможность неоднократных пробоев
в нагрузке, быстрое включение-выключение электротехнических
устройств мощностями в десятки мегаватт, импульсная повторяю-
повторяющаяся нагрузка), подразумевает решение при разработке ряда за-
задачка именно:
1) обеспечение работы элементов электропитающих устройств
при повторяющихся коротких замыканиях в нагрузке, принятие
мер, ограничивающих перегрузки по току и напряжению;
2) защиту нагрузки при пробоях и быстродействующую защиту
самого электропитающего устройства;
3) уменьшение паразитной емкости оборудования на землю,
находящегося под высоким потенциалом, так как она затрудняет
формирование фронта напряжения и усложняет защиту при про-
пробоях нагрузки;
4) принятие мер, ослабляющих резкие воздействия на первич-
первичную сеть, вызываемые импульсным характером нагрузки;
5) обеспечение работы элементов электропитающих устройств
в циклическом режиме, при многократных включениях-выключе-
включениях-выключениях;
6) передачу энергии в устройства электропитания разряда и
накала на высокий потенциал.
При непрерывной работе и в режимах с длинными импульсами
@,3 с и более) устройства электропитания электродов ионного
источника строятся на базе выпрямителей на номинальные выход-
выходные параметры, питаемых от электромашинного накопителя (при
длительности импульса до нескольких секунд) или непосредствен-
непосредственно от сети. Основную нагрузку в системе электропитания несет
устройство электропитания эмиссионного электрода как наиболее
23

мощное и высоковольтное. Оно является определяющим при раз-
разработке и во многом влияет на принцип построения других уст-
устройств системы.
Это устройство электропитания, как правило, содержит высо-
высоковольтный выпрямитель, регулятор и схему стабилизации выход-
выходного напряжения, схему формирования фронта напряжения и за-
защиты электродов ИОС при пробоях, элементы защиты самого
устройства от перегрузок (рис. 2.11). Высоковольтный выпрями-
выпрямиБыстрод.
размы-
размыкатель
Регуля-
Регулятор на-
напряжения
Выпря-
Выпрямитель
Шунтиру*
ющее уст-
устройство
Стабили-
Стабилизатор
напряже-
напряжения
Ключ
Эмиссионный
электрод
Рис. 2.11. Структурная схема устройства электропитания эмиссионного элект-
электрода
тель должен обеспечивать выходное напряжение, несколько боль-
большее, чем напряжение на эмиссионном электроде, с учетом возмож-
возможных потерь напряжения в схеме электропитающего устройства. Он
должен удовлетворять двум противоречивым требованиям: обес-
обеспечивать широкий диапазон выходного напряжения при минималь-
минимальном коэффициенте пульсаций и умеренной энергоемкости сглажи-
сглаживающего фильтра. Этот выпрямитель состоит обычно из нескольких
последовательно включенных каскадов, собранных по двенадцати-
фазной схеме на неуправляемых вентилях. Его выходное напряже-
напряжение изменяется скачкообразно путем переключения каскадов и
плавно — с помощью индукционного, игнитронного или тиристор-
ного регуляторов, включенных на стороне сетевой обмотки силово-
силового трансформатора одного из каскадов. Фазовое регулирование
характеризуется большими пульсациями выходного напряжения, и
в этом случае необходимо применять фильтры с большим коэффи-
коэффициентом сглаживания. Многокаскадная схема выпрямителя позво-
позволяет уменьшить пульсации выходного напряжения и использовать
регулятор напряжения меньшей мощности.
Стабилизировать выходное напряжение можно с помощью ре-
регулятора, включенного на стороне сетевой обмотки силового тран-
трансформатора, или регулирующего элемента стабилизатора, вклю-
включенного в цепь постоянного тока. Во втором случае используется
компенсационный стабилизатор с параллельным или последова-
последовательным регулирующим элементом.
В первом случае регулирующий элемент стабилизатора, выпол-
выполненный на электронной лампе, включен параллельно нагрузке.
Для регулирования напряжения выходное сопротивление выпрями-
выпрямителя должно быть большим; при включенном выпрямителе и во
время импульса через регулирующий элемент протекают значи-
значительные токи, что определяет низкий к. п. д. устройства. Однако
большое выходное сопротивление выпрямителя ограничивает токи
24

короткого замыкания, что упрощает построение схемы защиты.
Включение в анодную цепь электронной лампы варисторов умень-
уменьшает диапазон анодных напряжений, тем самым облегчается ре-
режим работы ламп. Электронная лампа в этом случае подбирается
из числа серийно выпускаемых промышленностью, что составляет
достоинство схемы.
Во второй схеме регулирующий элемент включен последова-
последовательно с нагрузкой. Эта схема обеспечивает более высокий к. п. д.
по сравнению с предыдущей, однако значительно больший ток
короткого замыкания выпрямителя, перенапряжения при комму-
коммутациях нагрузки повышают требования к электрическим парамет-
параметрам регулирующей лампы и к схеме защиты. Электронная лампа
должна выдерживать анодное напряжение, превышающее напря-
напряжение холостого хода выпрямителя с учетом коммутационных пе-
перенапряжений, значительный анодный ток, большую мощность
рассеяния в квазинепрерывном режиме. Для повышения надежно-
надежности устройства приходится применять ряд мер, облегчающих ре-
режим его работы.
Формирование фронта напряжения на эмиссионном электроде
и защита электродов ИОС при пробоях осуществляются включен-
включенным последовательно с нагрузкой электронным ключом (тиристор-
ный или игнитронный блок, электронная лампа, приборы со скре-
скрещенным электрическим и магнитным полями XFT, электронно-лу-
электронно-лучевые вентили). Этим ключом может быть последовательно
включенный регулирующий элемент стабилизатора. В случае
одновременного пробоя в ключе и нагрузке электроды ИОС и
устройство электропитания защищают закорачивающая схема, ко-
которая выполняется обычно на игнитронах и включается параллель-
параллельно высоковольтному выпрямителю, и быстродействующий вакуум-
вакуумный контактор, отключающий выпрямитель от сети.
При разработке схемы защиты критерием является допустимая
локально выделяемая энергия при пробое в ИОС. Эта энергия
выделяется за счет тока выпрямителя при пробое до момента за-
запирания ключа; разряда паразитной емкости схемы, которая обра-
образована элементами, включенными после ключа; разряда конструк-
конструкционной емкости ионного источника; разряда паразитной емкости
оборудования низковольтных электропитающих устройств ГРК
относительно земли. Для уменьшения этой энергии необходимо
рационально конструировать систему, повышать быстродействие
ключа, ограничивать токи разряда паразитных емкостей. Эффек-
Эффективное средство ограничения этих токов — применение насыщен-
насыщенного трансформатора, дающего временную задержку.
Возможны и другие варианты построения устройства электро-
электропитания эмиссионного электрода, в которых формирование фрон-
фронта напряжения и защита электродов ИОС обеспечиваются за счет
увеличения быстродействия выпрямителя. Это достигается в слу-
случае питания выпрямителя от автономного инвертора повышенной
частоты, при этом фронт напряжения формируется при отпирании
тиристоров инвертора, а быстрое отключение — при опрокидыва-
25

нии инвертора или запирании тиристоров при принудительной ком-
коммутации. Регулирование и стабилизация выходного напряжения
устройства осуществляются изменением входного напряжения
инвертора или широтно-импульсным методом.
Первый ускоряющий электрод может питаться от корректиро-
корректированного делителя напряжения эмиссионного электрода или от про-
промежуточной точки многокаскадного выпрямителя; в последнем
случае устройство его электропитания содержит схему стабилиза-
стабилизации напряжения на этом электроде и схему защиты электродов
НОС при пробоях.
В устройство электропитания второго ускоряющего электрода,
как правило, входят регулируемый тиристорный выпрямитель и
схема защиты нагрузки при пробоях.
Устройства электропитания разряда и накала катода строятся
обычно на базе управляемых тиристорных выпрямителей со ста-
стабилизацией тока (для разряда) и напряжения или мощности (для
накала). Питание на эти устройства подается через разделитель-
разделительные трансформаторы, обеспечивающие изоляцию их выходных це-
цепей на требуемое напряжение.
Питание рекуператора. Состав устройств электропита-
электропитания рекуператора, их параметры определяются типом рекуперато-
рекуператора и выходными параметрами инжектора. Рекуператор прямого
действия содержит коллектор неперезарядившихся ионов с потен-
потенциалом, несколько меньшим, чем потенциал эмиссионного электро-
электрода ионного источника, и поворотный магнит или устройство деком-
декомпенсации пространственного заряда пучка поперечным магнитным
или электрическим полем (в случае прямопролетного рекуперато-
рекуператора) (рис. 2.12). Источником напряжения коллектора, через кото-
который протекает ток неперезарядившихся ионов, может быть отдель-
отдельный выпрямитель, подключенный положительным полюсом к эмис-
эмиссионному электроду, или промежуточная точка многокаскадного
выпрямителя, питающего эмиссионный электрод. Устройство
электропитания коллектора должно содержать также схему защи-
защиты нагрузки при пробоях. Последнее требование относится также
к устройству электропитания электрода, запирающего электроны
в прямопролетном рекуператоре.
Рекуператор непрямого действия содержит преобразователь
тепловой энергии, выделяемой в коллекторе пучками неиспользо-
неиспользованных ионов или атомов, в электрическую энергию постоянного
тока, устройство инвертирования постоянного напряжения в пере-
переменное и устройство трансформации энергии переменного тока в
питающую сеть.
Питание системы доускорения. Номинальные па-
параметры устройства электропитания системы доускорения отрица-
отрицательных ионов определяются выходными параметрами инжектора:
напряжение — требуемой энергией частиц B00—1500 кВ); ток на-
нагрузки примерно соответствует току отрицательных ионов A0—
20 А). После системы доускорения происходит сепарация низко-
энергетичной атомной компоненты от пучка отрицательных ионов,
26

поэтому колебания напряжения на системе доускорения, а следо-
следовательно, и энергии ионов приводят к смещению пучка и снижению
вводимой мощности; обычно колебания этого напряжения не долж-
должны превышать 1—2%. Принцип построения устройства электропи-
электропитания должен обеспечивать питание промежуточных электродов
ГТ
I
i
¦н*
г
"непер
1 Г
""непер
Запира-
Запирающий
электрод
1но
Коппек-
тор
Эмиссион-
Эмиссионный
эпектрод
Н
Рис. 2.12. Схема питания рекуператора
системы доускорения напряжениями, составляющими доли полно-
полного напряжения; ток этих электродов равен нескольким процентам
тока нагрузки устройства. Возможные пробои высоковольтных
межэлектродных промежутков системы доускорения вызывают
необходимость защиты ее электродов путем ограничения токов
пробоя и времени их протекания.
Устройство электропитания системы доускорения отрицатель-
отрицательных ионов строится обычно на базе высоковольтного выпрямителя
с малым уровнем пульсаций, питаемого от автономного инвертора
постоянного тока. Функции защиты нагрузки при пробоях возла-
возлагаются на ключевые элементы инвертора; регулирование и стаби-
стабилизация выходного напряжения устройства осуществляются по
входному напряжению инвертора.
Радиационная безопасность. В ускорительных элементах рабо-
работающего инжектора всегда имеются обратные (при ускорении по-
положительных ионов) или сопутствующие (при ускорении отрица-
отрицательных ионов) паразитные электронные потоки, образованные
электронами, рождающимися при ионизации пучком остаточного
газа, а также электронами вторичной эмиссии. Торможение этих
потоков на металлических поверхностях приводит к генерации
рентгеновского излучения. Кроме того, при работе с дейтериевыми
пучками такие элементы инжектора, как перезарядная мишень,
21

состоящая из собственного газа, и приемники пучков, насыщенные
дейтерием, являются источниками нейтронов, образующимися в
результате реакции D(d, яKНе. Примерно с равной вероятностью
идет реакция D(d, p)Ty приводящая к накоплению в системе три-
трития.
Остановимся прежде всего на рентгеновском излучении. Поток
электронов, обусловленный ионизацией газа, например в ИОС ион-
ионного источника, можно оценить исходя из скорости рождения
электронов в ускоряющем зазоре. Труднее обстоит дело с электро-
электронами вторичной эмиссии, поскольку их поток зависит и от режима
работы источника, и от состояния поверхности электродов, и от
геометрии системы. Опыт работы с источником положительных
ионов и расчет потоков вторичных частиц в ИОС (см. гл. 3) ука-
указывают на то, что полный обратный электронный ток может со-
составлять от десятых долей процента до нескольких процентов
полного ионного тока, извлекаемого из источника.
При торможении моноэнергетического потока быстрых электро-
электронов в материале мишени выделяющаяся мощность рентгеновского
излучения может быть подсчитана по формуле [21]
Wo = 0,44 • 10"*6 /, {EJef Z Вт. B.9)
Здесь 1е — ток электронов, мА; Ее— энергия электронов, кэВ; Z—
атомный номер элемента мишени. Расчеты по формуле B.9) спра-
справедливы для тормозного излучения с непрерывным спектром. Рас-
Распределение мощности по спектру достаточно хорошо аппроксими-
аппроксимируется выражением [22]
w0 (hv) = (Ее - hv) 2W0!El B.10)
Интенсивность излучения, определяемая как энергия, падающая в
1 с на площадку в 1 см2 (т. е. плотность потока энергии), может
быть подсчитана на расстоянии г от точечного источника:
B.11)
или для выделенной длины волн рентгеновского излучения
io(hv) = wo(hv)/4nr2. B.12)
Проходя через поглощающую среду, излучение ослабляется по
закону
i(hv) = /0(Av)exp[-fi(/iv)/]. B.13)
Здесь iQ— интенсивность на входе в слой поглотителя; i — интен-
интенсивность излучения, прошедшего слой вещества толщиной I см.
Линейный коэффициент ослабления \x(hv) характеризует относи-
относительное уменьшение интенсивности излучения на данной длине
волны после прохождения слоя того или иного поглотителя. Под-
Подробно механизмы ослабления рентгеновского излучения при про-
прохождении его через вещество рассматриваются в специальной
литературе.
28

При грубых оценках мощности дозы для выбора защиты часто
пользуются некоторым эффективным значением энергии квантов
%<?*>, B.14)
B.15)
где <Ее> —усредненная энергия электронов:
макс
<?,> = С ft (Е) EdE.
10
11
1
1
п10
-
4i
к
I
7
/
)*~2
101б
1
Ж*
О 40 80 120 160 200 240 280 320
Энергия пучка, кэВ
Рис. 2.13. Выход нейтронов на ам-
ампер пучка из медной мишени как
функция энергии дейтонов (при рас-
расчете принята плотность сорбирован-
сорбированного дейтерия 1,7-1022 см~3)
!/
100
1
*
О 40 80 120 160 200 240 280
Энергия пучка, кзВ
Рис. 2.14. Выход нейтронов из нейт-
нейтрализатора при толщине мишени
1016 см~2 как функция энергии дей-
дейтонов
Как уже отмечалось, наибольший выход нейтронов при работе
с дейтерием получается в газовых перезарядных мишенях и прием-
приемниках пучков.
Рассчитать выход нейтронов из газовой мишени сравнительно
просто. Он определяется концентрацией дейтерия в мишени, током
в пучке и соответствующим энергии быстрых частиц сечением
D—D-реакции:
Ф = 1,251010noL/x yj kfka (EJk) нейтр./с. B.16)
Здесь /f—ток пучка, А; л0"—средняя концентрация дейтерия в
мишени; L — длина мишени; k — число ядер в ионе (учитываются
Dt9 D2", Df)\ fk — вес каждой компоненты f J] fk = 1 )¦
29

Более сложно рассчитать выход нейтронов из металлического
приемника, насыщенного дейтерием, поскольку при этом необходи-
необходимо учитывать торможение пучка в материале и определять кон-
концентрацию насыщающего металл дейтерия. Результаты таких
расчетов приведены, в частности, в работе [22], откуда взяты кри-
кривые для выхода нейтронов на ампер пучка (рис. 2.13 и 2.14). Нане-
Нанесенные там же экспериментальные точки взяты из работы [23].
ГЛАВА 3
ИОННЫЕ ИСТОЧНИКИ
§ 3.1. Основные понятия
Ионным источником называется устройство для получения ион-
ионного пучка — пространственно сформированного потока ионов,
средняя скорость направленного движения которого много боль-
больше хаотических тепловых скоростей составляющих его частиц.
В ионном источнике можно выделить две основные части —
эмиттер ионов и ИОС, ускоряющую и формирующую пучок. Здесь
рассматриваются газоразрядные ионные источники с электроста-
электростатической системой извлечения ионов и формирования пучка. В та-
таких источниках ионы генерируются в газовом разряде и эмиттиру-
ются с поверхности газоразрядной плазмы в электростатическую
ИОС, где их ускорение и формирование пучка происходят в усло-
условиях нескомпенсированного пространственного заряда.
Ионный источник описывается большим набором различных па-
параметров, характеризующих в том числе свойства пучка, генериру-
генерируемого этим источником. Как правило, именно качество получаемого
пучка интересует потребителя в первую очередь.
Важнейший выходной параметр источника — полный ток ион-
ионного пучка I, измеряемый в амперах или в числе частиц за 1 с.
Если ионы однозарядные, то 1 А соответствует 6,25-1018 част./с.
Энергия ионов пучка Е — средняя энергия направленного дви-
движения ускоренных частиц, измеряемая в электронвольтах (эВ),—
численно равна в случае однозарядных ионов ускоряющему напря-
напряжению 1) (в вольтах). Ускоряющее напряжение — это разность
потенциалов на первом и последнем электродах ИОС.
Плотность потока ионов в пучке j обычно меняется по сечению
(х, у). Часто важно знать ее распределение j(x, у) на различных
расстояниях от источника. Среднюю плотность потока можно оце-
оценить как
7-//S А/см2, C.1)
где 5 — площадь поперечного сечения пучка.
Характерный поперечный размер пучка — величина условная.
Часто его принимают равным удвоенному расстоянию от оси, на
котором плотность потока спадает в е раз. Это особенно удобно,
30

если распределение плотности потока близко к гауссовому. При-
Принимают и другие кратности спадания плотности для определения
характерного размера, например в два раза. В последнем случае
говорят о «ширине на полувысоте».
Мера интенсивности потока ионов — первеанс пучка Р, опреде-
определяемый как отношение полного тока пучка / к ускоряющему на-
напряжению U в степени три вторых:
P = I/U*/z А/В3/\ C.2)
Первеанс, в частности, характеризует степень влияния объемного
заряда пучка на движение составляющих его частиц в той области,
где этот заряд не скомпенсирован. Интенсивными принято считать
пучки с первеансом ~Ю~7 А/В3{2 и более. Современные источни-
источники, используемые в инжекторах термоядерных установок, дают
пучки с Р=10-6-г-1(Н А/В3/2.
Мощность пучка может быть определена как произведение пол-
полного тока (в амперах) на ускоряющее напряжение (в вольтах):
W = IU Вт. C.3)
Если полный ток выражен в частицах на секунду, то для подсчета
'мощности его нужно умножать на энергию ионов пучка Е.
Рис. 3.1. Фазовая диаграмма с ли-
линиями равной фазовой плотности
Рис. 3.2. Вид огибающей и фазовые
траектории в случае сходящегося
(а), параллельного (б) и расходя-
расходящегося (в) пучков
Весьма важное качество пучка —его сформированность, при-
причем не только пространственная, но и скоростная. Наиболее полно
сформированность пучка может быть отражена с помощью набора
фазовых диаграмм типа представленной на рис. 3.1. На диаграм-
диаграммах подобного рода пучок изображается в виде линий равной фа-
фазовой плотности на плоскости х, dx/dz (где х — одна из попереч-
поперечных координат, a dx/dz = v±/v\\ —отношение поперечной и про-
продольной скоростей ионов в пучке). Имея такие фазовые портреты
для различных точек по г, можно судить о поперечных размерах и
о расходимости пучка при его движении по тракту. Выбрав одну
из линий (скажем, на уровне 1/е или 1/10 максимальной фазовой
31

плотности), можем считать, что область, ограниченная этой линией,
занята пучком на фазовой плоскости. Площадь получившейся фи-
фигуры характеризует сформированность пучка. Величина, равная
этой площади, деленной на я, называется эмиттансом пучка:
э = — &^rdx. C.4)
Эмиттанс пучка отражает наличие у ионов хаотических тепло-
тепловых скоростей, вносящих вклад в расходимость пучка. О расходи-
расходимости пучка также можно судить по фазовой диаграмме (рис. 3.2).
Экспериментально эффективный угол расходимости пучка обыч-
обычно определяется через приращение характерного поперечного раз-
размера на выбранной длине:
<хэф = arctg(Ax/A2)> C.5)
Энергетический спектр ионов в пучке, извлекаемом из источни-
источника, помимо средней энергии характеризуется энергетическим раз-
разбросом частиц. Этот разброс обычно весьма мал по сравнению со
средней энергией.
Говоря о компонентном составе водородного пучка, имеют в
виду относительные токи ионов Н*, Н^" и Нз", образующихся в
разряде и входящих в формируемый пучок. Молекулярные ионы
Нг* и Нз* при перезарядке на газовой мишени диссоциируют, и
в атомном пучке появляются частицы с энергиями Е0/2 и Е0/3,
где Ео — основная энергия. Таким образом, компонентный состав
ионного пучка, извлекаемого из источника, может влиять на
энергетический спектр потока атомов в инжекторе.
Полная энергетическая эффективность ионного источника ц
может быть определена как отношение мощности пучка Wn к пол-
полной мощности, потребляемой источником от питающей сети WVr:
Л - WjWnm. C.6)
В №Пит входят потребляемые мощности накала катода, разрядной
цепи и высоковольтных цепей питания электродов ИОС.
Иногда пользуются такими более детальными характеристика-
характеристиками энергетической эффективности, как удельная мощность разряда
на ампер извлекаемого тока или энергетическая цена иона в раз-
разряде. Эти величины отражают эффективность газового разряда как
эмиттера ионов. Можно также ввести к. п. д. для ИОС как отно-
отношение мощности, вложенной в пучок, к полной мощности, отбирае-
отбираемой от источников высоковольтного питания.
Под газовой эффективностью ионного источника следует по-
понимать отношение потока выходящих из него ионов к потоку ато-
атомов газа, поступающему в ГРК- При этом необходимо учитывать
тот факт, что каждая молекула водорода, подаваемая в разряд,
состоит из двух атомов. Иногда газовая эффективность определя-
определяется как отношение числа извлекаемых из источника заряженных
частиц к числу поступающих нейтральных молекул, что завышает
ее значения.
32

Важная характеристика источника — длительность импульса.
Промежуток времени, в течение которого источник дает ионный
пучок, может быть ограничен различными факторами, например
такими, как возможность разрушения катода в разряде, неустой-
неустойчивость разряда, перегрев элементов ИОС и т. д.
При практическом использовании ионных источников в число
существенных характеристик прибора входит ресурс работы, кото-
который можно измерять полным количеством рабочих импульсов, да-
даваемых данным экземпляром, или полным рабочим временем.
Ионные источники — главный элемент, определяющий пара-
параметры инжектора. В последние годы был достигнут значительный
прогресс в разработке сильноточных источников водородных ионов
на основе принципа сильноточных пучков с большими начальными
сечениями и умеренными эмиссионными плотностями токов. Этот
подход оказался вполне оправданным, поскольку требования к
пучкам в инжекторах для УТС определяются такими параметра-
параметрами, как поток частиц, их энергия, поперечные размеры потока на
входе в ловушку и длительность импульса, а не фазовыми харак-
характеристиками, как для ускорителей. Существует только простран-
пространственное ограничение пучка (размеры входных апертур в установ-
установку), так как весь поток, вводимый в термоядерную установку,
считается полезным (с некоторыми указанными ниже оговор-
оговорками).
Источники для инжекторов основаны на плазменных эмиттерах,
удовлетворяющих следующим условиям.
1. Площадь эмиттеров достигает нескольких сот квадрат-
квадратных сантиметров при соблюдении высокой степени однородности
эмиссии по поверхности и стабильности во времени (не хуже
±5%).
2. Плотность тока эмиссии водородных ионов /+=0,3-f-0,5 А/см2.
3. Высокое содержание атомарной компоненты в извлекаемом
ионном пучке (желательно ~90%).
4. Низкое давление газа в ГРК (менее 1 Па) или, другими сло-
словами, высокая газовая эффективность ионного источника (свыше
50%).
5. Высокая энергетическая эффективность, т. е. минимальные
затраты мощности разряда на 1 А тока извлекаемого пучка (жела-
(желательно ~0,5 кВт/А).
6. Стационарный режим работы.
7. Высокая надежность и большой ресурс работы.
Попытки удовлетворить многим из указанных условий привели
к разработкам нескольких типов источников и их модификаций.
Желание снизить уровень шумов, характерных для разрядов,
горящих в магнитных полях, привело к созданию источников без
магнитного поля. Эффективность разряда при низких давлениях
ограничена скоростями ионообразования и временами жизни элек-
электронов и ионов в разряде. Стремление улучшить удержание заря-
заряженных частиц стимулировало развитие систем с периферийным
магнитным полем.
3 Зак. 223 33

Если для создания плазменных эмиттеров было разработано
несколько различных систем (что и определило основные типы
источников), то в основу разработок ИОС был положен еди-
единый для всех типов источников принцип — создание многоапертур-
ной электростатической системы извлечения, ускорения и формиро-
формирования пучка ионов, состоящей из нескольких C—4) электродов, в
каждом из которых содержится большое количество (несколько
десятков или сотен) идентичных апертур круглой или щелевой
формы. Профиль и размеры апертур, образующих элементарную
ячейку ИОС, определяются из оптимизационных расчетов парамет-
параметров элементарного пучка (луча). Каждая ячейка функционирует
независимо. Общий поток складывается из отдельных лучей, на-
направление и угол расходимости которых определяют геометрию
потока. При оптимизации ИОС ставится задача достичь угла
расходимости огибающей общего потока не более ±A—2)°. Тре-
Требуется тщательное согласование параметров газоразрядной плаз-
плазмы— эмиттера ионов (nif Te) и ИОС (профиль, электрическое по-
поле) для получения пучков с малой расходимостью.
Указанные выше требования легли в основу исследований и
разработок ионных источников в лабораториях многих стран,
среди них: СССР — ИАЭ им. И. В. Курчатова, ИЯФ СОАН;
США—Беркли/Ливермор (LBL/LLL), Ок-Ридж (ORNL); Велико-
Великобритания — Калэм; Франция — Фонтене-о-роз; Япония — JAERI.
§ 3.2. Извлечение и формирование ионного пучка
Характеристики пучка ионов, извлекаемых с эмиссионной по-
поверхности плазмы и ускоряемых ИОС источника, определяются
параметрами плазмы разряда, геометрией ИОС и напряжением
приложенного электрического поля. При разработке ИОС, пред-
предназначенных для получения интенсивных, хорошо сформированных
ионных пучков, один из основных вопросов заключается в опреде-
определении связи угла расходимости пучка с плотностью ионного тока,
поставляемого из плазмы на ее границу. Выявление этой связи
позволяет создать ИОС «оптимальной» геометрии, обеспечиваю-
обеспечивающей получение пучков с минимальной угловой расходимостью при
заданной плотности ионного тока.
Полный теоретический анализ динамики ионов в ИОС и усло-
условий на границе плазмы очень сложен. Качественно описать работу
ИОС можно, используя приближенный подход, основанный на ме-
методах электронной оптики [24—26]. Трудность расчетов заключа-
заключается в том, что граница плазмы не является «жестким» эмиттером,
а изменяет свое положение и кривизну поверхности при изменении
собственных параметров или ускоряющего электрического поля.
Поэтому на протяжении многих лет при создании ИОС оптималь-
оптимальная геометрия подбиралась экспериментально [27, 28]. В работах
М. В. Незлина и В. И. Райко [29, 30] экспериментально было по-
показано, что зависимость угла расходимости пучка от силы тока
в нем имеет V-образный характер, определяемый кривизной плаз-
34

менного мениска, а также были получены некоторые законы подо-
подобия для ИОС. В [31] указывалось, что применение в плазменных
ионных источниках «квазипирсовых» ИОС улучшает фокусировку
пучка, правда, в узком диапазоне «оптимальных» токов пучка, при
которых его расходимость близка к минимальной.
Согласно многочисленным данным экспериментов на различных
источниках в каждой ИОС для заданного ускоряющего напряже-
напряжения С/о существует своя «оптимальная» эмиссионная плотность то-
тока ионов /+т, при которой угол расходимости пучка 0х минима*
лен (причем значения минимальных углов, получающихся при
различных С/о близки между собой). Это говорит о том, что при
различных /!fT положение и форма границы плазмы примерно
одни и те же.
Аналитическое рассмотрение фокусирующих свойств ячейки
ИОС. Можно показать, что оптимальная плотность /+т и харак-
характер зависимости 6_l = /(/+) для различных ускоряющих напря-
напряжений и геометрических соотношений в ИОС источника могут
быть с хорошей точностью рассчитаны аналитически на основе ме-
методов электронной оптики.
Для этого воспользуемся методом, предложенным в [28] для
расчета двухэлектродной ИОС с круглыми отверстиями, и рас-
распространим его на расчет трехэлектродной щелевой системы.
Щелевые ИОС наиболее широко применяются в источниках, ис-
используемых в инжекторах для магнитных ловушек, поскольку
входные апертуры ловушек имеют обычно форму вытянутого пря-
прямоугольника, а в щелевой системе пучок расходится в основном
поперек щелей (из-за изгибания границы плазмы), а вдоль ще-
щелей его расходимость невелика.
Сначала определим зависимость кривизны границы плазмы от
плотности ионного тока и ускоряющего напряжения. Зная кри-
кривизну границы плазмы, найдем начальный угол сходимости пуч-
пучка в ускоряющем промежутке, а после учета дефокусирующего
действия отверстия в ускоряющем электроде — угол пучка на вы-
выходе из ИОС (рис. 3.3).
Если в плазму разряда помещен отрицательный по отноше-
отношению к ней плоский зонд (рис. 3.4), то на него идет ионный ток
насыщения, плотность которого определяется параметрами плаз-
плазмы [32]:
C.7)
где п+ — концентрация ионов; Те — температура электронов в
плазме; М+ — масса иона.
Положение границы плазмы относительно плоскости зонда,
т. е. толщина переходного слоя объемного заряда d, определяется
равенством /+ той плотности тока ионов, которая может быть
получена в «плоском диоде». Эта плотность определяется зако-
3* 35

ном Ч^йлда—Ленгмюра [33]:
2е
м
¦+
C.8)
где U — разность потенциалов между зондом и плазмой.
В ионном источнике при извлечении ионов из плазмы газо-
газового разряда электрическим полем ускоряющего промежутка
возникает аналогичная ситуация. Отличие заключается в том,
что: а) пучок имеет ограниченный поперечный размер, зависящий
Плазма
Зонд
е
Рис. 3.3. Схема расчета угла расходимости эле-
элементарного пучка из щелевой ячейки трехэлект-
родной ИОС
Рис. 3.4. Отрицатель-
Отрицательный зонд в плазме
от ширины щели в эмиссионном электроде; б) граница плазмы
является цилиндрической поверхностью, и можно предположить,
что в первом приближении ее кривизна одинакова во всед точ-
точках; в) ускоряющее электрическое поле «провисает» в отверстие
в ускоряющем электроде, т. е. эффективное значение d оказыва-
оказывается больше, чем расстояние от плазмы до поверхности уско-
ускоряющего электрода, а величина U меньше разности потенциалов
Uo—t/уск. Важно отметить, что в ИОС источника ток ионов не
ограничен объемным зарядом, а определяется параметрами раз-
разрядной плазмы. Объемный заряд ионов вместе с приложенным
внешним полем определяет при заданном ионном токе положе-
положение и форму границы плазмы и, следовательно, фокусировку
пучка.
С учетом сказанного считаем, что граница плазмы — цилин-
цилиндрический «катод» радиусом гк с постоянной плотностью тока
/к на поверхности, а на расстоянии d от нее имеется концентри-
концентрический «анод» радиусом ган = Гк—dy разность потенциалов между
ними равна U. Предположим, что толщина граничного слоя плаз-
плазмы равна нулю, а начальная скорость ионов много меньше ско-
скорости ионов в ускоряющем зазоре. В этом случае для цилиндри-
цилиндрического диода можно записать [26]:
2е
м+
Р2
C.9)
где k>\—коэффициент, учитывающий увеличение плотности то-
тока вследствие ограниченного поперечного размера пучка [34];
36

Р2 — поправочный множитель Ленгмюра—Блоджетт. Для цилин-
цилиндрических электродов
где y = ln (rJrK) = In (I — d/rK).
В интересующем нас случае d/rK<l; ограничиваясь членами
второго порядка, нетрудно получить, что Р«(—d/rK)(I + 0,9d/rK)
и р2 = (сР/^)A + l,8d/rK). Поскольку ток на единицу длины
вдоль щели не зависит от г, то /i/k =/аиАш, а так как /к опреде-
определяется потоком ионов из плазмы на ее границу, то /+=/анган//к=г
= /анО— d/rj И
/ ~ЧГ
1/ —
1/
9я |/ М
A — 0,8d/rK), C.10)
V кМ ;
где /о — плотность тока, соответствующая «плоскому» случаю
(ГК->ОО).
Начальный угол сходимости есть 0 = 6i/rK; с учетом выраже-
выражения C.10)
V /0 У
Р качестве d следует брать некоторую эффективную величину,
большую, чем расстояние между электродами du поскольку нуж-
нужно еще учесть толщину эмиссионного электрода t\ и «провиса-
«провисание» электрического поля в щели ускоряющего электрода. Пред-
Предположим, что с учетом этих факторов
d==tl + dx + 82. C.12)
Наличие отверстия в ускоряющем* электроде приводит к тому,
что вблизи него электрическое поле имеет поперечные компонен-
компоненты, которые вызывают расхождение пучка. Предположим, что в
области ускоряющего электрода имеется дефокусирующая линза
с фокусным расстоянием F. Угол расходимости пучка, вызывае-
вызываемой этой линзой (см. рис. 3.3),
Ф = 8ан/Л C 3)
где ^ан = ^i — Od—ширина пучка в области дефокусиру-
ющей линзы.
Из теории симметричных электростатических линз с неболь-
небольшой оптической силой следует [24], что для щелевой линзы
f , U"{Z) dz. C.14)
J V t/л — U (z)
F 2yuQ-U(z2) J у U0~U(z)
Здесь zx и г2 — координаты точек, в которых i/" = 0, причем об-
область, где ?/">0,—дефокусирующая, а где С/"<0 — фокусирую-
фокусирующая. На рис. 3.5 приведено распределение вдоль оси потенциала
37

и его производных, полученное при расчете на ЭВМ движения
ионов в ИОС с учетом объемного заряда пучка. Как видно из
рисунка, дефокусирующая пучок область (U">0) имеет в райо-
районе ускоряющего электрода протяженные размеры; кроме того, в
области замедления пучка между ускоряющим и заземленным
электродами имеется еще область небольшой фокусировки
(?/)
P и с. З.5. Геометрия ячейки О
трехэлектродной ИОС для по-
получения пучка ионов с энерги-
энергией 20—30 кэВ (а) и расчетное
распределение вдоль оси по-
потенциала U(z) и его производ-
производных (б)
Численное интегрирование уравнения C.14) с использованием
расчетных распределений U(z) и U"(z) для различных трехэлек-
тродных щелевых ИОС позволяет связать величину Fed, опре-
определяемым выражением C.12): /7«1,6 d. Тогда
ф = (бх — 9d)/l ,6d = 0,625F^ — 6). C.15)
Угол на выходе пучка из ИОС можно записать в таком виде:
ех= | г|) — 9 | , или с учетом C.11) и C.15):
о
1+
/о
-0,7
_^_|_/+ _0O
/о
C.16)
Проанализируем полученное выражение.
1. Зависимость вjl = /(/+) имеет V-образный характер.
2. Минимальный угол расходимости 9oj_ получается при
оптимальном значении Дпт = 0,7/0, причем /о рассчитывается
для плоского случая. Это связано с тем, что наличие дефокуси-
рующей области вблизи отверстия в ускоряющем электроде при-
приводит к необходимости задавать пучку начальную сходимость —
пучок при движении в ускоряющем промежутке сжимается.
38

3. Оптимальная плотность тока j^^Uo2 (как видно из
рис. 3.5, {/«?/<,).
4. Минимальный угол расходимости равен нулю. Этот резуль-
результат получается вследствие того, что в проведенном упрощенном
рассмотрении не учитываются аберрации пучка, которые могут
вызываться неодинаковостью кривизны границы плазмы в раз-
различных точках и особенно у края щели, а также не учитывается
«поперечная температура» ускоряемых ионов, которая составля-
составляет около 2 эВ и может вызывать расходимость пучка с углом
ОД1"— 0,6° (в зависимости от энергии ионов).
¦\
-
/d4,3'2oMO,1
\i it/
\\\
1
Ш
ш
1 1 1
/
1
0,1 0,4 0,6 0,8 у;//0
Рис. 3.6. Зависимость уг-
угла расходимости пучка от
j+/jo для различных значе-
значений 6/d
Рис. 3.7. Геометрия ИОС и траектории уско-
ускоряемых ионов. Расчет на ЭВМ [35]
5. Минимальный угол расходимости получается при 0 = гр.
С помощью выражения C.15) нетрудно получить, что для ИОС,
представленной на рис. 3.5, это происходит при угле начальной
сходимости пучка 8 = 3,8°. Этому углу соответствует 6aH = 0,62 6i,
т. е. пучок сжимается примерно в 1,5 раза.
6. При увеличении отношения 6\/d либо за счет уменьшения
длины ускоряющего зазора, либо вследствие увеличения ширины
эмиссионной щели угол расходимости пучка становится более
чувствительным к вариациям /+ (рис. 3.6). Отсюда следует, что
если в разряде имеются колебания, приводящие к изменению /+
во времени, или отбор ионов происходит с большой поверхности
плазмы с некоторой степенью неоднородности /+ в пространстве,
то отношение 6\/d должно быть небольшим, так как, например,
отклонение /+ на 5% оптимальной плотности приводит уже при
6i/d = 0,3 к увеличению 8j_ более чем на 1°.
Аналогичное рассмотрение свойств ячейки ИОС с круглыми
отверстиями дает для 6j_ выражение
x(V)l/+/o
т. е. коэффициент в 2 раза меньше, чем для щелевой ИОС. Это
связано с тем, что для электростатической линзы с круглыми от-
39

верстиями фокусное расстояние в 2 раза больше, чем для щеле-
щелевой [24]. Следовательно, в такой ИОС при оптимальной плотно-
плотности тока ионов радиус кривизны плазменного мениска больше,
чем в щелевой ИОС, пучок при движении в ИОС сжимается
меньше и, по-видимому, можно ожидать меньшего влияния абер-
аберраций. Отношение 6\/d при той же степени неоднородности плаз-
плазмы может выбираться большим, чем для щелевых ИОС.
Значительный прогресс в разработке ИОС был достигнут в
70-е годы в результате интенсивного применения численных ме-
методов решения с помощью ЭВМ самосогласованной задачи о
распределении потенциала, положении границы плазмы и траек-
траекториях в реальной геометрии ИОС с учетом объемного заряда
ускоряемых ионов [35—38]. Они основаны на методе итераций и
определении плотности пространственного заряда р с помощью
конечного числа трубок тока (траекторий конечной толщины).
Граница плазмы — эмиттера ионов Го предполагается резкой
(нулевой толщины) (рис. 3.7).
Математически задача представляет собой следующую систе-
систему уравнений. Потенциал электрического поля Ф есть решение
краевой задачи
ДФ = —4яр, ф|Го = Фо,
где плотность р находится приближенно через координаты и ско-
скорости «крупных» частиц, каждая из которых движется в соответ-
соответствии с уравнением Md2r/dt2 =—еУФ при определенных началь-
начальных условиях. На эмиттере Го выполяются условия:
дФ/dn |Го - 0, /, |Го = /+п0,
где п0 — нормаль к поверхности Го.
В расчетах задаются: геометрия ИОС, распределение потен-
потенциалов по электродам, значения /+. В начальный момент поло-
положение границы плазмы задается произвольно, а в процессе сче-
счета после каждой итерации каждый элемент границы переме-
перемещается на Аг = а (Ф1—Фл)> т. е. пропорционально разности
между потенциалом Ф1 на первом шаге сетки ^ и потенциалом
Фл, определяемым для этой точки в соответствии с законом
Ленгмюра:
Положение границы плазмы считается устацовившимся, когда
вдоль всей границы Ф1 = Фл, т. е. в тонком слое вблизи грани-
границы, потенциал распределен в соответствии с законом Ленгмюра.
Получающееся в этом случае распределение частиц по углам
вылета на выходе из ИОС позволяет найти угол расходимости
элементарного пучка, который чаще всего определяется как угол,
соответствующий спаду амплитуды распределения /@±) в «е»
раз.
Таким образом, численные методы позволяют определять фо-
фокусирующие свойства ячеек реальных ИОС с учетом аберраций.
40

получения пучков с
тока /+ = 0,2 ~ 0,5 А/см2, а
1
-
-
-
v\
1
\
\\
\
1
L
л
i
Ы
V
!/
/
i
Ofi 1,0 1,2 1,4
J+/utf*,f0'7A •&*
1,6
С их помощью было показано и подтверждено эксперименталь-
экспериментально, что придание щели в эмиссионном электроде специального
«квазипирсовского» [35, 38] профиля обеспечивает получение пуч-
пучков с меньшим углом расходимости.
На рис. 3.8 приведены результаты аналитического и числен-
численного расчетов зависимости 6Х = / (/+/W2) для реальной ИОС,
применяемой в источнике ИБМ-5 [39] для
энергией 15—25 кэВ при плотности
также экспериментальные результа-
результаты. При расчете по формуле C.16)
«тепловая» расходимость пучка при-
принята равной ~0,6°, коэффициент
k в C.9) принят равным 1,5 (из
работы [34] следует, что для задан-
заданной геометрии ИОС значение k мо-
может лежать в пределах 1,2—2).
Кроме того, и в аналитическом, и в
численном расчетах учтено, что в
реальном источнике из плазмы во-
водородного разряда извлекается
смесь ионов Н^, l\f, Нз~ (см. да-
далее) и средняя масса иона состав-
составляет около 1,5 массы протона. Экс-
Экспериментально угол расходимости
пучка определялся по измеренному
профилю пучка из однощелевой
ИОС на некотором расстоянии L от
источника. Профиль элементарно-
элементарного пучка близок к гауссову рас-
распределению, его полуширина Ах на уровне 1/е позволяет найти
0± = Ax/L. Из рисунка видно, что расчетные кривые хорошо со-
согласуются с экспериментальной как по характеру поведения, так
.опт
и по значению /+ .
Минимальный угол расходимости 6о± составляет 1,3°, что в
^2 раза превышает угол, определяемый расходимостью вслед-
вследствие наличия у ионов «поперечной температуры». Это связано с
аберрациями пучка в основном из-за искривления границы плаз-
плазмы вблизи краев щели.
Из расчетов следует, что чем острее сделан край щели, тем
меньше расходимость пучка. При фиксированных dx и 62 увели-
увеличение 6j от 0,6 б2 до ~1,5 62 приводит к незначительному умень-
уменьшению 9о± при некотором уменьшении /+т> при этом в соот-
соответствии с C.16) кривая 0х =/(/+) становится все более острой;
увеличение 62 при фиксированных 6i и dx от 0,8 6] до 1,2 6i при-
приводит к очень малому росту угла 9o_l-
Более усовершенствованная модель (WOLF) для расчета
ИОС разработана в [40]. В этой модели не задается резкой гра-
границы плазмы с равным на ней нулю электрическим полем, а рас-
41
Рис. 3.8. Зависимость угла
расходимости пучка из ячейки
ИОС, приведенной на рис. 3.5,
от отношения j+/Uo3/2:
/_ расчет на ЭВМ [38]; 2 — ана-
аналитический расчет; О» X —экспери-
—экспериментальные данные для 15 и 20 кВ
соответственно [38, 39]

сматриваются ход потенциала и движение ионов из плазмы че-
через область разделения зарядов и далее в ИОС; при этом ионам
в плазме задается начальная поперечная энергия. Как указано
в [40], эта модель дает лучшее согласие экспериментальных и
расчетных значений 0о_ь
Результаты экспериментального изучения свойств ячейки
ИОС, приведенной на рис. 3.5, показывают [38, 39], что для до-
достаточно широкого диапазона изменений d\ (от 1 до ~4 мм) и
Uо (от 10 до 35 кВ)
где d определяется выражением C.12) (в плоском случае для
пучка протонов коэффициент равен 5,4-10~8), причем [/+"] =
=А/см2; [?/0] = В; [й] = см. Следует заметить, что хотя относитель-
относительное содержание протонов и ионов Н^ и Н^ в пучке меняется при
изменении тока разряда (см. следующий параграф), и, соответ-
соответственно, /+^но в интересующем нас диапазоне /+=0,3-^-0,6 А/см2
величина М может меняться в пределах A,2-М,6) AfH+, а по-
поскольку она входит в коэффициент под корнем, погрешность
определения /+т с помощью выражения C.17) оказывается не*
большой.
В ИОС с круглыми отверстиями удается получать элементар-
элементарные пучки с Эо± около 1° [41], т. е. с несколько меньшим углом,
чем в щелевых ИОС. По-видимому, это связано с тем, что, как
уже указывалось, минимальная расходимость пучка в них наб-
наблюдается при меньшем сжатии пучка и влияние аберраций и
расталкивающее действие пространственного заряда меньше.
В щелевых ИОС расходимость пучка вдоль щели оказывается
малой и практически не зависит от плотности ионного тока из
плазмы /+. Это обусловлено тем, что при однородной концентра-
концентрации плазмы на эмиссионной поверхности граница плазмы вдоль
длинной щели не искривлена (за исключением небольших участ-
участков у краев щели) и расходимость пучка определяется, главным
образом, наличием у ионов «поперечной температуры», т. е. раз-
разброса по скоростям, перпендикулярным к нормали к границе
плазмы, который они приобретают, двигаясь в электрических по-
полях, существующих в плазме разряда и пропорциональных тем-
температуре электронов, и рассеиваясь при столкновениях, главным
образом, с молекулами и атомами водорода. Экспериментальное
изучение профиля пучка в направлении вдоль щелей позволяет
вычислить среднюю поперечную энергию иона Е± , которая, на-
например, для источников без внешнего магнитного поля составля-
составляет около 2 эВ [39, 40].
Предельная оптимальная плотность тока эмиссии ионов. Как
было показано в предыдущем разделе, определенной геометрии
ИОС и заданному ускоряющему напряжению соответствует оп-
оптимальная плотность тока эмиссии ионов из плазмы, при которой
расходимость пучка минимальна: f+T ~ U*0/2/d2, где d&t\+
42

Для того чтобы при данном ускоряющем напряжении
величина j°+r была максимальной, следует уменьшать du одна-
однако всегда существует некоторый предел d\, ниже которого источ-
источник перестает нормально функционировать вследствие пробоев в
ИОС. Аналогично для каждого значения d\ имеется предельное
ускоряющее напряжение Unv и, следовательно, предельная опти-
оптимальная плотность тока эмиссии /+ •
Данные различных исследований (см., например, [42]) показы-
показывают, что связь между (/щ, и d\ может быть представлена в виде
60
40
30
20
10
-
-
-
-
-
J
/
X
/
/
0,1 0,2 0,3 Ofi
Рис. 3.9. Зависимость предельного
напряжения от ускоряющего проме-
промежутка по данным для различных ти-
типов источников:
X — Калэм [28], О- ИАЭ [38], + -Беркли
143]
¦Пи * , 9
08
?
п о
¦
1
\
.
0,2
О 20 40 60 80 100
Рис. ЗЛО. Зависимость предельной
плотности эмиссионного тока, соот-
соответствующей минимальному углу рас-
расходимости пучка, от напряжения на
источнике при подборе минимально-
минимального di в соответствии с выражением
C.18)
где С и а (обычно а<1) зависят от материала электродов, усло-
условий их обработки и работы ИОС, поскольку при наличии в ИОС
ускоряемого пучка, а также потоков вторичных заряженных ча-
частиц (Упр оказывается меньше, чем в вакууме. В области
G<50 кВ (рис. 3.9) экспериментальные точки достаточно хоро-
хорошо ложатся на график зависимости:
?/np=80d?'8, C.18)
где [d{\ = CM] [(УПр] = кВ.
Рассмотрим, как будет изменяться /+ в зависимости от
требующейся энергии частиц. Чтобы вариации плотности плазмы
не очень сильно ухудшали фокусировку, положим 6i/d = 0,25 (см.
рис. 3.6), тогда 62-0,3d (из рис. 3.5 имеем 62~ 1,26i) ud~ 1,43X
^(t\+d\). Толщину эмиссионного электрода t\ можно принять рав-
равной 1 мм и вряд ли можно сделать меньшей по условиям тепло-
отвода и механической прочности. Тогда, предполагая, что зави-
зависимость C.18) сохраняется при экстраполяции в область
43

?/>50 кВ, получим, что: 1) зависимость f+=f(U) имеет мак-
максимум (~0,7 А/см2) в области ?/^20 кВ; 2) в области U ^
^ 100 кВ, где вклад t{ в d мал, /+ ~ 1/?/; 3) в области ?/<
<10 кВ значение d начинает определяться главным образом тол-
толщиной эмиссионного электрода, т. е. при заметном уменьшении U
оно уменьшается незначительно и /+ падает (рис. 3.10).
Для того чтобы ионный источник устойчиво работал в тече-
течение длительного времени при заданном напряжении, длина уско-
ускоряющего промежутка должна быть увеличена по сравнению с
предельной; поэтому рабочая /+ составит ~0,75
Таким
образом, с помощью трехэлектродных ИОС можно получать при
Ппазма j!
разряда '<f
к Вторичная
ппазма
Рис. 3.11. Схема четырехэлектродной ИОС
= ф3—ф4; Ф4=0; Фз<0)
! = (!>!—ф2; ?/2=Ф2—Ф3; ?/з =
энергиях до ~40 кэВ пучки ионов водорода с плотностью тока
эмиссии до 0,5 А/см2, но при энергии ~100 кэВ величина /+т
упадет до ~0,2 А/см2, что ведет к необходимости существенно
увеличивать эмиссионную поверхность плазмы для получения
нужного ионного тока из источника.
Формирование пучков с помощью четырехэлектродных ИОС
(рис. 3.11). Одна из возможностей получения пучков с высокой
плотностью /+т при энергиях больше 80 кэВ — применение че-
четырехэлектродных ИОС с двухкаскадным ускорением ионов [44].
На первом ускоряющем промежутке разность потенциалов может
быть 20—30 кВ, что обеспечит получение сформированного пуч-
пучка с плотностью тока около 0,5 А/см2, на втором ускоряющем
промежутке прикладывается остальное напряжение. По сравне-
сравнению с трехэлектродной системой ее фокусирующие свойства за-
зависят от гораздо большего числа параметров, причем основное
влияние оказывают отношения (см. рис.3.11): acneKTHoea = 6i/df,
длин ускоряющих промежутков g = d2ld\\ напряжений на уско-
ускоряющих промежутках p = U2/Ui или напряженности электриче-
электрического поля f = E2/Ei =p/g.
44

Форма эквипотенциалей в области отверстия во втором уско-
ускоряющем электроде, находящемся под отрицательным потенциа-
потенциалом, всегда такова, что здесь пучок дефокусируется (рассеиваю-
(рассеивающая линза). Влияние отверстия в первом ускоряющем электроде
зависит, главным образом, от f: в случае />1 (Е2>Е\) эквипо-
тенциали выгнуты в сторону эмиссионного электрода, что ведет
к фокусировке пучка (фокусирующая линза); в случае f<l
(Е2<Е\) эквипотенциали выгнуты в сторону второго ускоряюще-
ускоряющего электрода, т. е. имеется рассеивающая линза. Следовательно,
при />1 пучок в первом ускоряющем промежутке может быть
•tf—**¦
ч—»-
1
II ^
f-П
Рис. 3.12. Иллюстрация раз-
различного действия линз для че-
четырехэлектродной ИОС в за-
зависимости от f=E2/El
грай
2
1
l\/)v
А и
\
1 \
\l
Д
/
/
/V
0 0,2 0,4 0,6 0,8 1fi P/PQ
Рис. 3.13. Зависимость 0j_ от
Р/Ро для четырехэлектродной ИОС
при различных значениях пара-
параметра p=U2/Ui @>i = 120 кВ; -
= 2; а-0,4; tl = t2 = t3 = U
даже параллельным, а действие рассеивающей линзы компенси-
компенсируется фокусирующей линзой (рис. 3.12), в результате пучок на
выходе из ИОС сравнительно широкий. При f<l рассеиваю-
рассеивающее действие двух линз должно компенсироваться сильной схо-
сходимостью пучка в первом промежутке, т. е. требуется сильное
сжатие пучка в ИОС.
В работе [45] приведены результаты аналитического и числен-
численного изучения свойств ячейки четырехэлектродной ИОС с круг-
круглыми отверстиями одинакового радиуса (см. рис. 3.11). Анали-
Аналитическое рассмотрение проводилось в линейном приближении
для параксиального пучка, и на рис. 3.13 приведена зависимость
угла расходимости 6j_ от относительного первеанса Р/Ро> где
Ро — первеанс, определяемый для плоского случая по закону
Ленгмюра по параметрам первого ускоряющего промежутка
(Uu d{). Параметром является /7 = t/2/t/i или f = plg, поскольку
g = 2 фиксировано. Видно, что с ростом f увеличивается соответ-
соответствующий минимальному углу расходимости оптимальный пер-
первеанс Ропт, причем следует заметить, что увеличение f при фик-
фиксированной заданной энергии и g = 2 тождественно уменьшению
Ui с одновременным уменьшением dx (для сохранения Ро неиз-
неизменным). На практике предел для f сверху определен уже усло-
45

вйями максимальной высоковольтной прочности для второго
ускоряющего промежутка.
В данном рассмотрении минимальный угол расходимости 0ох
определяется только «тепловой» расходимостью пучка из-за на-
наличия у ионов средней поперечной энергии Е±, т. е. 0o_l^
« VE±/eU±(l + p)t и совершенно не учитываются аберрационные
явления. Как показывают численные исследования на ЭВМ,
аберрации дают существенный вклад в 0о±, особенно при малых
/, соответствующих сильному сжатию
пучка в ИОС, однако в отношении
влияния параметра а и значений Ропт
или /™т аналитическая модель дает
результаты, хорошо согласующиеся с
рассчитанными на ЭВМ (рис. 3.14).
Экспериментальное изучение фоку-
фокусирующих свойств анализируемой
ячейки ИОС [45, 46] указывает на их
хорошее совпадение с результатами
численных расчетов (рис. 3.15) и под-
подтверждает существенный вклад абер-
f раций в 0ох ПРИ малых значениях f
' (рис. 3.16).
Таким образом, качество ИОС
0.8
0,6
0,4
0.2
0
/
/
\
/
/
Рис.
3.14.
Зависимость
Ропт/Ро от f=p/g (сплошная улучшается при увеличении / (или р
линия — аналитический рас- при фиксированном g), однако При
чет; точки — расчет на ЭВМ) этом растет фокусирующее' действие
линзы, получающейся в области от-
отверстия в первом ускоряющем электроде, т. е. дая компенсации
линзовых эффектов может потребоваться такое увеличение перве-
анса, что пучок в первом ускоряющем промежутке будет расходя-
расходящимся и не весь сможет пройти через это отверстие, что вызовет
мощные потоки вторичных электронов и приведет к неустойчивой
работе ИОС.
На рис. 3.17 приведена рассчитанная на ЭВМ оптимизирован-
оптимизированная геометрия четырехэлектродной щелевой ИОС для получения
хорошо сфокусированного @о±~ 0,53°) пучка ионов дейтерия с
энергией —120 кэВ [47]. В этой системе р^5,44; /«1,8 и опти-
оптимальная плотность тока ионов дейтерия /™т~0,31 А/см2 опре-
определяется высоковольтной прочностью второго ускоряющего про-
промежутка (?/2/d2~100 кВ/см). Экспериментальное изучение дан-
данной ИОС подтвердило ее расчетные параметры.
Получение пучков с помощью многощелевых ИОС^_Итак, для
получения пучка водородных ионов с током в несколько десят-
десятков ампер необходимо при /+т ^0,5 А/см2 иметь поверхность
плазменного эмиттера площадью 100 см2 и более. Сформировать
такой пучок с помощью одноапертурной ИОС невозможно, так
как характерный эффективный размер d ускоряющего проме-
промежутка составляет несколько миллиметров, а отношение ширины
46

Щели (или радиуса отверстия) в эмиссионном электроде к d
должно быть меньше единицы (это было показано ранее при рас-
рассмотрении фокусирующих свойств одноапертурной ячейки ИОС).
Следовательно, для получения интенсивных пучков требуются
многоапертурные ИОС.
i
3
1
1
о
2раЭ
\
\
\
X
NX
\\
0
\ у
-
1.2
1,0
0,8
0.6
0,4
граЭ
f-1,2
1
/\
1
\
1
0,2 0,4 Р/Ро
Рис. 3.15. Зависимость 0j_ от р
(t/i-Ю кВ, а=0,4).
Параметр р увеличивается за счет увели-
увеличения U2 при неизменной плотности /+»
оптимальной для р = 6. Сплошная кри-
кривая—расчет на ЭВМ для g=l,92. Экспе-
Экспериментальные точки: A — g=l,0; О — R—
= 1,92.
Рис. 3.16. Экспериментальное из-
изменение 9j_ (уровень 1/е) с увели-
увеличением первеанса при различных
значениях f (Ф1 = 100 кВ; а = 0,4;
g=l,7; 6i = 0,19 см; ^! = 0,47 см;
ti = t2=t3 = h=0,2 см)
При переходе, например, к многощелевым ИОС одна из ос-
основных трудностей связана с необходимостью изготовления элек-
электродов с достаточно высокой точностью как по размерам щелей,
так и по шагу между ними. Действительно, в трехэлектродных
U*120kB
10UB
-2,3kb
Плазма разряда
Плазма i
нейтрализаторе
Рис. 3.17. Геометрия четырехэлектродной ИОС и распределение потенциалов на
электродах для получения пучка ионов дейтерия с энергией 120 кэВ
ИОС в области щели в ускоряющем электроде конфигурация
эквипотенциалей образует рассеивающую линзу с фокусным рас-
расстоянием F^lfid. Если в какой-либо ячейке ИОС середины ще-
47

лей в эмиссионном и ускоряющем электродах смещены относи-
относительно друг друга на Ау, то это приведет к тому, что в области
ускоряющего электрода пучок будет смещен относительно центра
рассеивающей линзы на Ау и, следовательно, после прохождения
линзы отклонится от оси на угол ф = Ay/F^ 0,625 Ay/d или
C.19)
В случае большой относительной ширины щели в эмиссионном
электроде Fi/d>0,5) коэффициент в выражении C.19) может
быть еще больше [48], что, по-ви-
по-видимому, связано с тем, что при та-
такой конфигурации ИОС смещение
центров щелей приводит еще и к
наклону границы плазмы относи-
относительно оси системы.
Для ИОС с круглыми отверстия-
отверстиями коэффициент в выражении C.19)
должен быть приблизительно в 2 ра-
раза меньше, что подтверждается
экспериментально (рис. 3.18).
Уже указывалось, что эффектив-
эффективность ввода пучка в магнитную ло-
ловушку определяется углом расходи-
расходимости пучка, который должен быть
около ±2°. Следовательно, для уг-
угла ф можно было бы допустить
верхний предел ~0,5°, что для ще-
щелевой системы даст Ay/d < 1,4-10~2.
Например, при d = 0,7 см Ау <
< 100 мкм, т. е. с учетом взаимной
установки электродов погрешность
их изготовления в отношении шири-
ширины щелей и шага между ними дол-
должна быть ~25 мкм.
Однако отклонение элементарно-
элементарного пучка, выходящего из ячейки
трехэлектродной ИОС, при смеще-
смещении щели в ускоряющем электроде
относительно щели в эмиссионном
электроде может быть использовано для фокусировки всего пучка
в многощелевой ИОС в направлении поперек щелей. Действитель-
Действительно, можно сделать так, чтобы луч, выходящий из некоторой щели
в эмиссионном электроде, расположенной на расстоянии у0 от
центральной щели (оси пучка), пересек ось пучка в точке, нахо-
находящейся на расстоянии L от источника (рис. 3.19). Для этого
нужно, чтобы центр щели в ускоряющем электроде был распо-
расположен на расстоянии Уо+Ау от оси пучка, причем смещение Ау
находится из условия yJL = 0,625ДТ/Д/, т. е.
Ay— ly6yod/L. C.20)
48
J,S
3,0
2,5
2,0
1,0
?
/
у-18;
0
t
J
Яр
/"
¦'Ay/d
I
/
/
/
i
О Щ 0,08 0,12 0,16 Ay/df
Рис. 3.18. Зависимость угла
отклонения элементарного лу-
луча из ячейки ИОС с круглыми
отверстиями от относительного
смещения центров отверстий в
эмиссионном и ускоряющем
электродах [49]

Таким образом, если любая' щель в ускоряющем электроде
будет смещена пропорционально ее расстоянию от оси в соответ-
соответствии с выражением C.20), то можно все элементарные пучки
из каждой щелевой ячейки ИОС свести в один фокус. При та-
такой фокусировке размер пучка в фокусе определяется угловой
расходимостью элементарного пучка из одной щели и расстоя-
расстоянием L. Например, в случае d = 0,7 см и L = 400 см имеем Ду =
Рис. 3.19. Фокусировка пучка в направлении поперек щелей за счет смещения
щели в ускоряющем электроде относительно щели в эмиссионном электроде
= 2,8-10~3 уо и для щели с уо=Ю см смещение Ду = 0,28 мм, а
угол сходимости луча из этой щели к оси составит около 1,5°.
Если 0jl =±1,3°, то размер пучка (уровень 1/е) будет ~18 см,
т. е. может быть даже меньше его начального размера 2 Ло, опре-
определяемого расстоянием между ' крайними щелями (например,
2/10 = 20 см).
Следует отметить, что описанный способ фокусировки эффек-
эффективен, когда угол сходимости луча из крайней щели к оси фкр
близок к 0ох или превышает его. При малом начальном разме-
размере пучка или большом фокусном расстоянии, когда фкр становит-
становится близок к угловому разбросу, связанному с неточностью изго-
изготовления и взаимной установки электродов (~0,5°), этот способ
становится неэффективным. Кроме того, попытка сделать корот-
короткофокусную систему с фкр ~ 3° требует при больших 2h0 слишком
значительного смещения Ау для крайних щелей, что приводит к
большим нагрузкам на электроды и неустойчивой работе ИОС.
В четырехэлектродных ИОС зависимость ф от взаимного сме-
смещения щелей становится очень сложной функцией многих пара-
параметров. При заданных смещениях угол ф может быть и положи-
положительным, и отрицательным в зависимости от того, фокусирующая
или рассеивающая электростатическая линза образуется в обла-
области щели в первом ускоряющем электроде и какова сила этой
линзы.
В направлении вдоль щелей пучок может фокусироваться за
счет изгиба электродов в этом направлении с радиусом кривиз-
кривизны, равным требуемому расстоянию от источника до точки фо-
фокуса. В этом случае размер пучка в фокусе определяется углом
4 Зак. 223 49

расходимости вдоль щели 9 ц элементарной струйки из любого
элемента щели, который связан с наличием у ионов средней по-
поперечной энергии Е±. На рис. 3.20 показан профиль пучка в
направлении вдоль щели в области фокуса [49]. Видно, что шири-
ширина пучка Дц существенно меньше его начального размера (дли-
(длины щели), и по этой ширине можно определить Е±, которая для
источника без внешнего магнитно-
магнитного поля равна ~1,8 эВ. Данный
способ фокусировки также эффек-
эффективен, пока угол сходимости луча
из края щели к оси превышает 8 ц .
Нагрузки на электроды ИОС
источника. При работе источника в
оптимальных условиях, когда угол
расходимости пучка близок к мини-
минимальному, частицы ускоренного
(первичного) пучка практически не
попадают на электроды ИОС. В
этих условиях существенное влия-
влияние на работоспособность ИОС ока-
оказывают потоки вторичных заряжен-
заряженных частиц, образующихся в ре-
результате ионизации и перезарядки
в объеме ИОС и в камере переза-
перезарядки и при вторичной эмиссии на
электродах ИОС. Эти потоки несут
достаточно большую энергию, по-
поэтому очень важно знать, как гео-
геометрия ИОС и распределение по-
потенциалов в ней влияют на распре-
распределение потоков, чтобы минимизи-
минимизировать тепловыделение на электро-
электродах.
Рассмотрим трехэлектродную ИОС, рассчитанную на получе-
получение пучка ионов водорода с энергией 40 кэВ и /+=0,5 А/см2. На
Начааьный t
>
//
/
и
//
11
1
1 1
1
оазмер пучка
С-
Л
" \\
" V
of XL-
-\\
Unnfit
>
i
\\
-2
О
Рис. 3.20. Профиль пучка в на-
направлении вдоль щелей ИОС в
области фокуса при изгибе элект-
электродов радиусом Я«2 м:
пунктир — 15 кэВ, А п =3,6 см; сплош-
сплошная кривая — 25 кэВ, Л „ =3,0 см
Рис. 3.21. Геометрия щелевой ячейки на 40 кВ
50

рис. 3.21 показаны геометрия ЙОС и распределение концентра-
концентрации по молекул водорода между электродами ИОС, которая по-
получается вследствие вытекания холодного водорода из ГРК ис-
источника. Первичный пучок ионов при движении в ИОС и в рас-
расположенной за ней камере перезарядки рождает вторичные ионы
и электроны в результате перезарядки и иони-
ионизации водорода (сечения для протонного пуч-
пучка даны на рис. 3.22). Модельное изучение по- 10
токов вторичных частиц в такой ИОС [50] по-
показывает, что:
1) наибольшее число вторичных ионов (в
основном ионов Н^ ) рождается недалеко от
эмиссионного электрода (ЭЭ), где энергия
первичных ионов соответствует максимуму
сечения перезарядки аю; большая часть ио-
ионов, родившихся в ускоряющем промежутке,
ускоряется и выходит через щель в заземлен-
заземленном выходном электроде (ВЭ); О
2) на ускоряющий электрод (УЭ) идут
вторичные ионы, как родившиеся в объеме
ИОС в ускоряющем промежутке вблизи УЭ и
в области замедления первичного пучка меж-
между УЭ и ВЭ, так и вытянутые отрицатель- в водороде
ным потенциалом f/уэ с границы вторичной энергии
плазмы, образующейся в камере перезаряд-
перезарядки; эти потоки приблизительно одинаковы по значению, энергия
вторичных ионов, ударяющих в УЭ, близка в среднем к ?/уэ;
3) электроны, рождающиеся на поверхности УЭ в результате
ион-электронной эмиссии, ускоряются в зависимости от места их
рождения либо в сторону эмиссионного, либо в сторону выход-
у/'
\ 1
к
20
?,кзВ
Рис. 3.22. Зависи-
Зависимость сечений пере-
перезарядки аю и иониза-
ионизации СГг ДЛЯ ПРОТОНОВ
от их
Рис. 3.23. Траектории электронов, образующихся на поверхности УЭ в резуль-
результате вторичной ион-электронной эмиссии
ного электрода (рис. 3.23). Положение линии раздела поверхно-
поверхности УЭ на две области зависит от формы УЭ (в сечении — ок-
окружность, трапеция или треугольник); поток имеющих макси-
максимальную энергию электронов на ЭЭ минимален, когда УЭ имеет
треугольное сечение (рис. 3.24);
51

4) распределение по поверхности УЗ ионов, идущих с поверх-
поверхности вторичной плазмы, существенно зависит от формы плаз-
плазменного мениска, которая определяется, главным образом, зна-
значением отрицательного потенциала f/уэ. Оптимален такой по-
потенциал, который по модулю лишь немного превышает предел,
обеспечивающий запирание потока вторичных электронов из
плазмы нейтрализатора в сторону ЭЭ. В этом случае плазмен-^
Рис. 3.24. Траектории ионов с границы вторичной плазмы в случае УЭ с пере-
перемычками треугольного сечения
ный мениск оказывается выпуклым и практически все ионы с
него попадают в область // на УЭ, откуда вторичные электроны
ускоряются в сторону ВЭ (рис. 3.25).
Моделирование потоков вторичных частиц в многоэлектродных
ИОС, имеющих несколько ускоряющих промежутков для форми-
формирования пучков с энергией свыше 60 кэВ, показывает, что, с точ-
точки зрения выделения мощности на электродах, важным парамет-
параметром является отношение напряженностей электрического поля
во втором и первом ускоряющих промежутках (f = E2/E\). Если
f<2, вторичные ионы, образующиеся, главным образом, в первом
ускоряющем промежутке в результате перезарядки, попадают на
электроды ИОС, порождая потоки вторичных электронов, что
приводит к большим энерговыделениям на электродах. При
f>2,5 эквипотенциали в области отверстия в первом УЭ образу-
образуют линзу, фокусирующую ускоряемые вторичные ионы на отвер-
отверстие в выходном электроде. В этом случае значительно снижа-
снижаются выделения мощностей на электродах.
Таким образом, правильным выбором геометрии ИОС и рас-
распределения потенциалов в ней можно добиться того, чтобы рас-
распределение энерговыделения по электродам было равномерным
и нагрузки составляли 0,5—1% мощности первичного пучка.
В интенсивных источниках ионов плотность мощности в пучке
на выходе из ИОС достигает нескольких десятков киловатт на
52

1 см2, т. е. энерговыделение на электродах составляет 0,2—
0,5 кВт/см2 в случае нагрузок ~ 1 % мощности первичного пучка.
В источниках с длительностью импульса менее 1 с толщина элек-
электродов (обычно молибденовых), как правило, составляет 1—2 мм
при прозрачности ~50%, а охлаждение осуществляется по пе-
Рис. 3.25. Конфигу-
Конфигурация границы вто-
вторичной плазмы и три-
ектории ионов с нее
при ?/Уэ =—5 кВ (а)
и Uv3=— 3 кВ (б)
риферии электродов. Вследствие малых теплоемкости и тепло-
теплопроводности перемычек электродов их температура может под-
подниматься до нескольких сот градусов, что может приводить к
искажению их формы с последующим ухудшением качества пуч-
пучка. С этой точки зрения, многощелевые электроды имеют преи-
преимущество, так как для них несложно обеспечить перемещение од-
одного из концов вследствие теплового расширения перемычек, чем
достигается неизменность геометрии ИОС и качества пучка во
времени. При увеличении длительности импульса свыше 1—2 с
или переходе к стационарным режимам указанные выше нагруз-
нагрузки могут привести к разрушению электродов. Отсюда следует
53

необходимость создания электродов ИОС с интенсивным прину-
принудительным охлаждением, например с прокачкой воды по трубча-
трубчатым перемычкам электродов.
§ 3.3. Плазменный эмиттер положительных ионов
Как уже указывалось, в газоразрядных источниках ионы об-
образуются в объеме ГРК, эмиттируются с поверхности плазмы,
ускоряются и формируются в ионный пучок с помощью электро-
электростатической ИОС. Многоапертурные электростатические ИОС
сильноточных водородных источников обеспечивают формирова-
формирование пучков ионов с минимальным углом расходимости при плот-
плотностях тока ионов водорода на эмиссионной границе плазмы
~0,5 А/см2. Отсюда следует, что для получения пучков ионов
водорода с током в несколько десятков ампер необходимо созда-
создавать плазменные эмиттеры с большой (сотни квадратных санти-
сантиметров) поверхностью, причем для оптимальной фокусировки
пучка в каждой ячейке многоапертурной ИОС неоднородность
плазмы на эмиссионной поверхности не должна превышать
±10%. Поскольку ионный источник — один из основных элемен-
элементов инжектора, к нему предъявляются высокие требования в от-
отношении энергетической и газовой эффективности, т. е. должны
быть подобраны оптимальные условия по геометрии разряда и
его параметрам, чтобы обеспечить получение требуемого ион-
ионного тока при минимальных токе и напряжении разряда и дав-
давлении газа в ГРК.
Важная характеристика плазменного эмиттера — компонент-
компонентный состав извлекаемого ионного пучка (ионы Hi , Ht и Нз~).
В инжекторах быстрых атомов для замкнутых магнитных лову-
ловушек типа токамак представляет интерес получение из источников
пучков ионов с преимущественным содержанием только протон-
протонной компоненты [51].
Влияние геометрии разряда и некоторых его параметров на
эффективность ионообразования и компонентный состав ионов
можно рассмотреть на примере простой модели однородного раз-
разряда без внешнего магнитного поля [используемого в источниках
без магнитного поля (ИБМ)], проведя расчет баланса частиц и
энергии в разряде [52].
Вывод уравнений баланса. Рассмотрим процессы, приводящие
к образованию и уходу заряженных частиц в водородном разря-
разряде, горящем без внешнего магнитного поля. Пусть ГРК пред-
представляет собой некоторый объем V круглого или прямоугольного
сечения, в котором имеется накаленный катод площадью 5Й,
эмиттирующий электроны, анод площадью 5ан и стенки площадью
5СТ, находящиеся под плавающим потенциалом. Катодные элек-
электроны ускоряются в двойном прикатодном слое до энергии, со-
соответствующей разности потенциалов между плазмой и катодом.
Эти электроны ионизируют газ, а также вводят в разряд энер-
энергию, обеспечивающую определенный уровень электронной и ион-
54

ной температуры (Те и Т{) в разряде (предполагается максвел-
ловское распределение по скоростям). В разрядах низкого дав-
давления (ро~1 Па) при концентрации электронов 1012—1013 см~3
выполняется условие Те^$>Тг. При Ге = 5-М0 эВ (что имеет место
в разряде без магнитного поля) плазменные электроны дают
значительный вклад в ионизацию газа, поэтому в уравнениях
баланса частиц учитывается ионизация и катодными, и плазмен-
плазменными электронами.
В плазме водородного разряда могут происходит следующие
процессы, приводящие к изменению зарядового состояния и ком-
компонентного состава:
ттО _|_
Нг + е -*•
Н? + е -> I
Hf + e^
-^2Н?
1
if+ 2
^ЗН?
+ 2е
+ н?
+ е
+ 2е
е
+ Ht
0Х [53а]
+ 2е 02 [536]
03 [54]
-f e 04 [55а, 6]
05 [556]
06 [55в]
07 [56а]
08[57]
+ е 09[55г]
0]п [55г, д]
C.21)
где Ok — сечения процессов, зависящие от относительной скоро-
скорости частиц. Работы, в которых описываются измерения этих се-
сечений, указаны в C.21) около каждого Ok, кроме того, широкий
набор данных по сечениям имеется в [58]. Ряд процессов, вероят-
вероятности которых заметно меньше (например, образование из Щ"
нескольких протонов), в C.21) не учтен.
В соответствии с C.21) можно записать скорости генерации
ионов Ht, Ht, Нз~ и атомов Н? (в разряд подается моле-
молекулярный водород Нг) в 1 см3 за 1 с:
Я+1 '= ne6ve6 [п02а2 + по107 + «+2 (<*4 + 2аъ) +
+ пе [«02<<Vre> + «и <ОтОтв) + «+2 <(°ч+
— «+2 (<Г4 -f 05 + °в)] +
[«02 <Р&теУ — «f2
— > (О ? ? I
= п+2/го208у+2 — п+дпе <@9+ 01O) vTe) — ne6ve6n+3 (a, + а10);
[п02 @2 + 203) + «+2 @4 + 20в) + п+3 B09 + 301О) —
п, [««г <(<т« + 203) vT) + n+2 <@4 + 206) vTey +
9 + 301О) vT) ~ п01 <07у те)],
55

где Яо2, пои п+и п+2> п+г, пе — плотности молекул Н°, атомов Hi ,
ионов Hi1", H2", Ht и электронов в объеме разряда соответст-
соответственно; пеб — средняя плотность быстрых катодных электронов,
имеющих скорость ve^\ v+2 — средняя скорость ионов Н+; {okvre}
— усредненные по максвелловскому распределению электронов
по скоростям сечения. На рис. 3.26 представлены зависимости
OkVe=f(Ee), взятые из работ [53—58], а на рис. 3.27— (GkvTe) =
= / (Те), полученные при усреднении этих сечений. Для сечений
10
8
10
9
10
10
Ьм5/с
1
JO
(\
I
/
%?
( \
\^
/
5/
1 /
/2
I

\
у
...—•—"
— —
\
\
\
\
1
7
—
О 20 40 60 ВО Ее,эВ
Рис. 3.26. Зависимость OhVe от энер-
энергии электронов [номера кривых со-
соответствуют номерам сечений в
C.21)]
10
-7
10'
10
9
10
г»
S /
>
V/
-fi
I
J
V-
f-
l
I I
,—¦*¦
/
-—
/
1 v/
—¦ 1 -
i'
——r
8 12 16 Ге,ЗВ
е,
Рис. 3.27. Зависимость
>
e
от температуры электронов Те [номе-
[номера кривых соответствуют номерам
сечений в C.21)]
Q6 и сю экстраполяция в область энергии электронов ?е>4 эВ
производилась в соответствии с данными авторов:
17-0,87
<710 — ?е
Плазма считается квазинейтральной, т. е.
ПОСКОЛЬКУ Пеб^Пе.
Предположим, что газоразрядная плазма однородна в объеме
ГРК (что и требуется для хорошей работы ИБМ), и обозначим
Ik поток частиц сорта k, идущих из плазмы на стенки камеры.
Из закона сохранения числа частиц следует, что
1к = eqkV. C,23)
56

Образующиеся в разряде ионы и атомы могут уходить на всю
поверхность разрядной камеры (площадь которой S). Тогда для
однородного разряда Ik = jhS, и с учетом C.23)
C.24)
Для решения системы уравнений C.22), C.24) необходимо
связать пеб и плотности токов j+k с параметрами плазмы. Плот-
Плотность ионного тока на стенки может быть представлена выраже-
выражением для плотности тока, идущего из плазмы на отрицательный
по отношению к ней зонд:
M+h , C.25)
где коэффициент С для цилиндрического зонда близок к 0,4; для
плоского зонда (стенка) он_может быть несколько меньше (см.,
например, [59]). Величину Яеб^еб можно определить с помощью
выражения
nfla = Uw«/eV = IeA!eV> C.26)
где Ieh=jeSk — ток электронов с катода; je — плотность тока эмис-
эмиссии электронов с катода; хеб — время жизни быстрых электронов
в объеме ГРК; К ^ %бгев — длина пробега быстрых электронов.
Из теории двойного слоя в случае плазмы с ионами одного
сорта следует [60], что при работе катода в режиме объемного
заряда (т. е. когда эмиссионная способность катода 1*ас > /«)
величина je определяется плотностью тока ионов, идущих на ка-
катод из плазмы (критерий Ленгмюра):
1в<1+УЩШл. C.27)
Нетрудно показать, что в случае плазмы с тремя сортами ионов
(Hi", Hf и Нз~) выполняется условие
или с учетом C.25)
U % се УЩ/гпе %n+k = Сепв У2Те/те . C.28)
В ИБМ напряжение разряда составляет обычно 30—50 В,
т. уе. можно считать, что катодный электрон, произведя иониза-
ионизацию, выбывает из категории «быстрых». Кроме того, катодные
электроны могут выбыть из категории «быстрых» вследствие
прямого попадания на анод или в результате релаксации их
энергии при раскачке ленгмюровских колебаний в плазме. Тогда
для Хе в выражении C.26) можно записать
1А, = 1Аи + 1Аан + 1Арел. C.29)
Вследствие низкой степени ионизации в водородном разряде
величина ХИ определяется, главным образом, вероятностью иони-
ионизации молекул и атомов водорода, т. е. Хш= [/гоа((т1+аа) + ло1а7]".
При концентрации по^З-1014 см~3 длина пробега быстрого
57

электрона до ионизации составит ~20 см. Величина ^ан зависит
от размеров разрядной камеры и может составлять 5—10 см.
Значение А,рел можно оценить с помощью выражения, полученно-
полученного в [61] при рассмотрении в квазилинейном приближении зада-
задачи о нахождении функции распределения электронов и спектра
ленгмюровских колебаний, установившихся при стационарной ин-
жекции электронного пучка в плазму. Для водородного разряда
с плотностью плазмы ~3-1012 см~3 оценка дает Хрел = 3-^5 см.
Плотность потока на стенки атомов Н?, рожденных в раз-
разряде, /01= 1/4%1>01, где г?01 — средняя скорость атомов, значе-
значение которой определяется, с одной стороны, тем, что атомы Hi
рождаются в разрядной камере в результате диссоциации моле-
молекул Н° или ионов Н$" и Нз~ и согласно принципу Франка—
Кондона получают при этом энергию в несколько электронрольт;
с другой стороны, при давлении молекулярного водорода в раз-
разрядной камере ~ 1 Па длина свободного пробега атомов состав-
составляет около 2 см, т. е. при движении к стенкам атом потеряет при
столкновениях большую часть начальной энергии. При этом, по
оценкам, средняя энергия атомов Н? составит десятые доли
электронвольта, а их средняя скорость ~5-105 см/с. Приходящие
на стенки атомы рекомбинируют на поверхности, но поскольку
коэффициент рекомбинации атомов Н? на металлических по-
поверхностях может быть меньше единицы [62], то часть атомов
возвратится в разряд и потеря атомов из разряда будет опреде-
определяться плотностью тока /oi = Y^oi^oi/4, где у<\. Предполагается,
что рекомбинирующие на стенках атомы и ионы возвращаются в
разрядную камеру в виде молекул Н° т. е. концентрация ней-
нейтральных частиц в разряде в пересчете на молекулы равна на-
начальной: По = 1/2по1 + по2 (степень ионизации составляет несколько
процентов).
Следует заметить, что во время разряда непрерывно происхо-
происходит ионизация и диссоциация газа, уход ионов и атомов на стен-
стенки и диффузия газа со стенок обратно в разряд. Поскольку при
концентрации водорода /го«1О14 см~3 длина пробега молекул Н^,
в газе составит ~2 см, то величина по в центре ГРК может от-
отличаться от по вблизи стенок. В данном рассмотрении считаем
распределение водорода в объеме ГРК однородным.
Подставляя C.22), C.25), C.26), C.28) в C.24), получаем с
учетом уравнений квазинейтральности Bn+ft = ne) и сохранения
числа частиц в объеме ГРК B По = По1 + 2по2) систему из шести
уравнений, связывающих восемь величин: я+ь я+2, я+з, лоь Яог,
п0, пе, Те. На практике задается начальная концентрация п0 мо-
молекул Н2 в разряде и меняется пе при изменении тока разряда.
При этом в соответствии с уравнениями баланса частиц в разря-
разряде в заданной геометрии ГРК должны устанавливаться опреде-
определенная температура Те и соотношения между компонентами за-
заряженных и нейтральных частиц,
58

результаты решения уравнений баланса. Рассмотрим некото-
некоторые результаты решения полученной системы уравнений. Значе-
Значения входящих в уравнения сечений Оь, возьмем для энергии элек-
электронов ?е = 50 эВ (типичный режим разряда в водороде без
внешнего магнитного поля). В качестве изменяемых параметров
выберем: геометрический фактор tj = V/Sn, относительную пло-
площадь катода n = Sh/Sn (где Sn — площадь потерь для ионов; в
ИБМ это практически площадь всех стенок в ГРК; при введении
магнитного поля 5П может существенно отличаться от площади
стенок), Хе, Y> яе, Те. Выбор в качестве параметра Ге, а не п0 сде-
сделав для упрощения решения уравнений системы, поскольку вхо-
входящие в уравнения усредненные сечения <виРт >=f(Te) (см. рис.
3.27) трудно представить в аналитическом виде. Нас будут ин-
интересовать: необходимая начальная концентрация молекулярного
водорода в ГРК (#о), относительное содержание нейтральных ча-
частиц Nk = nok/n0 и ионов ak^n+k/ne, относительный выход ионов
/ft=/W/+» гДе /+~= 2 /+ь [плотности токов ионов на стенки опре-
определяем с помощью выражения C.25), где С = 0,4].
Как следует из расчетов, с увеличением концентрации элек-
электронов (тока разряда и величины /+) растут доля атомов Hi в
объеме ГРК N\, доля ионов Н* в ионном токе Jx и уменьшают-
уменьшаются Л/г, h и /3 (рис. 3.28 и 3.29). При этом п0 практически не ме-
меняется, т. е. для получения большей газовой эффективности ион-
ионного источника нужно работать при больших значениях /+.
Существенный вклад в процессы в объеме ГРК дают плаз-
плазменные электроны, причем в случае Те^ 7 эВ их вклад становит-
становится определяющим; как видно из рис. 3.28 и 3.29, при Ге>7 эВ
изменение кке от 0,1 до 0,5 см слабо влияет на величину щ и
содержание компонент Nk и /&. Следует заметить, что парамет-
параметры х и Ке входят в уравнения только в виде произведения %ке и
при обычных для ИБМ величинах х^0,05 [39] изменение %ке от
0,1 до 0,5 см означает изменение длины пробега быстрых элек-
электронов от Яе~2 см (вариант с быстрой релаксацией энергии ка-
катодных электронов—при этом ионизация производится практиче-
практически только плазменными электронами) до А,е=10 см (А,е~^ан).
Большим значениям Те соответствуют меньшие значения по,
и наоборот. Взаимосвязанные изменения по и Те слабо влияют на
долю ионов; Hi, но перераспределяют относительное содержа-
содержание ионов Uf и Hf (см. рис. 3.28). Результаты вычислений
для широкого набора исходных параметров показывают, что при
заданном значении /+ доля ионов Нз~ растет практически линей-
линейно с увеличением п0.
Важный параметр для ГРК — геометрический фактор г\ =
^ V/Sn, поскольку рождение ионов происходит в объеме V, а по-
потери ионов — на стенках площадью Sn. Увеличение ц приводит к
уменьшению необходимой концентрации водорода по в ГРК и
к увеличению доли ионов Н^ (см. рис. 3.29 и 3.30). Легко уви-
увидеть, что параметр г\ растет при увеличении размеров ГРК. Эф-
59

0,8
0,6
?
0,2
ч
—^
Те=5эЪ
Л
0,8
0,6
o,z
N
>
^ л».
Те=ЮэВ
0,8
?
0,4
0,2
¦^-—.
><
•
Те=15зВ
'X
0}2 Ofi 0,6 O^j
0,2
t
7
0
0
^-—
,. —

'"о
"о
0,4
0,1
О
ТеЧОэЬ
5
•—~>.
"о
0,4
0.2
О
- *
•——_
"о
0,2
0,6 j' A/CM
Рис. 3.28. Изменение Jh=j+k/j+ и Nh=nok!n0 с изменением плотности ионного
тока /+ при различных значениях Те:
сплошные кривые—-хЯе== 0,1 см; пунктир — уХ& =0.5 см (при 7^=15 эВ кривые /^ и 7V^
совпадают); v=b 4=1,7 см
60

0,8
0,6
0,4
'0,2
п
0,8
0,6
0,4
0,2
0
0,8
?|
0,4
0,2
У
X,
v
г
—>.
—-—.

г-—-
—¦—«.
Г,=7СМ
0,8
0,6
0,2
0,8
0,6
0,4
0,2
0,8
0,6
0,4
0.2
о /
-/—
-
s
TffCM •>
J
-2 =
/
\
/
-———
<
—1
—^
—-^.
^—.*-
¦^\
-«о
/"о
О 0,2 0,4 0,6 у;, А/см* 0 0,2 0,4 .0,6 J+, А/см2
Рис. 3.29. Изменение Jk, Nk и п0 С изменением /+ при различных значениях
параметра t)=V/S:
сплошные кривые —иЯв=0,1 см; пунктир— кЯе=0,5 см; у—1; 7^7 эВ
фективно влиять на параметр ц можно путем создания «магнит-
«магнитных стенок», например с помощью многополюсной системы по-
постоянных магнитов, расположенных на стенках ГРК [63—65]. В
этом случае снижаются потери ионов, т. е. для них уменьшается

эффективная площадь потерь $п. При применении многополюс-
ной системы магнитов плазма «отжимается» от стенок на рас-
расстояние, близкое к шагу между магнитами б, что ведет к замет-
заметному уменьшению объема плазмы по сравнению с объемом ГРК,
т. е. значительное увеличение параметра г) можно получить,
только если характерный размер ГРК существенно больше б.
>4CM~J
\
>
-
-
2;--
"-^
"\
^
/
2
¦5
1
5 т|,см
12 3 4
Рис. 3.30. Зависимость /& и п0 от ц при различных значениях Те:
I _ 5 эВ; 2 — 7 эВ; 5— 10 эВ; "y^l; /+=0,5 А/см2; хА,е = 0,5 см; пунктир 2' — для уменьшен-
уменьшенного в 2 раза ухода ионов на стенки ГРК (например, при использовании «магнитной
стенки») при Т =7 эВ
0,8
0,6
0,4
0,2
-
*
\1''
1
0.8
?
0,4
0,1
'-А
i
:
\
у
Уу
i
>^
i
с
О 0,2 0,4 0,6 У+,А/см2 О 0,2 0,4
Рис. 3.31. Изменение Jk и Nh с изменением /+ при различных значениях коэф-
коэффициента рекомбинации у атомов водорода на стенках разрядной камеры:
1 — y=1; 2 — Y=0»5; 3 — Y = 0,2 (Г =7 эВ, ri= 1,7 см, хА, =0,5 см)
Уменьшение рекомбинации атомов водорода на стенках ГРК
приводит к увеличению концентрации атомов Hi и выхода ио-
ионов Н* (рис. 3.31 и 3.32). В случае y = 0>2 и г\~№ см можно
ожидать выхода ионов Н^ до 85—90% общего тока пучка.
Баланс энергии в разряде. Для поддержания разряда в него
вводится мощность, значение которой определяется током /р и
62

Рис. 3.32. Зависимость Jk и Nk от
коэффициента рекомбинации у ато-
мов водорода на стенках камеры
(Гв«7 эВ; г] = 1,7 см; /+«0,5 А/см2;
Л = 0,5 см)
напряжением ?/р разряда. Для
установления связи Те с J7P
рассмотрим баланс энергии.
В водородном разряде с като-
катодом, обладающим хорошей
эмиссионной способностью
(je^25 А/см2), ток разряда с
погрешностью до нескольких процентов равен
нов с катода:
1
0,6
0,2
" 0,8
0,6
0,4
0,2
\
I 1
-)Й
1
з В ;
7см;
5 A/cm
i
—
i
-——
— —
1
J,
J^
0 0,2 Of 0,6 Ofi
току электро-
электро/р«/ек«/еан> C.30)
где /еан — ток электронов из плазмы на анод. Энергия, вносимая
в разряд катодными электронами, определяется потенциалом
плазмы (считаем, что потенциал катода фк = 0), который зависит
от потенциала анода <ран (^р = фан—Фк = фан) и соотношения пло-
площадей катода и анода. Действительно, при работе катода в ре-
режиме объемного заряда в соответствии с выражением C.28)
1ек = 0f4enei/2Te/me 5К, а в случае, например, когда фпл > фан»
ток
= /е0 ехр(—
где
/?0
0,Зепе X
X~V2TJmo 5Я„—хаотический ток плазменных электронов; Дфан =
г е? с on _^ _ Vf^C
= фпл—фан- Из УСЛОВИЯ 1вк = 1е&п ПОЛучаеМ Афан = —^ bl ' аН ,
е ок
т. е. если 5ан существенно превышает Sh, то между анодом и плаз-
плазмой имеется отрицательная разность потенциалов (фан<Фпл); если
же 5ан близка к 5К, то фан—фпл- При попытке значительно умень-
уменьшить SaH по сравнению с 5К фпл может оказаться заметно мень-
меньше фан.
Рассмотрим типичный для ИБМ случай, когда SaH=(l,2-f-
-M,5)SK, а фпл —фан- Энергия, вносимая катодными электронами,
расходуется на образование ионов, возбуждение атомов и выно-
выносится из объема разряда потоком частиц на стенки, а также из-
излучением, выходящим из разряда при высвечивании возбужден-
возбужденных атомов и молекул водорода. Поток ионов на стенки, нахо-
находящиеся под плавающим потенциалом, равный /+ст = /+5Ст, урав-
уравновешивается потоком электронов /еСт, часть которого составляет
поток электронов прямо с^катода /лт, а другую часть — поток
плазменных электронов /еСт . Поскольку /ест = /+ст, то можно
записать l'ezT = g/+CT, /*CT = A — ?) /+ст> где I < 1 — доля потока
электронов, идущих на стенки с катода. Потенциал стенок при-
принимает значение, меньшее значения потенциала плазмы на вели-
величину Афст, такую, что
/ест = A — I) /+ст = 1е0 еХр (—6?Дфст/Г,).
63

Используя C.26), находим, чтб
ст:
Заметим, что ДфСт~^Р при ?«1, поскольку фпл~фан-
Мощность, выносимая ионами на стенки, равна W+CT&
«/+стЛфст- Нетрудно показать, что мощность, выносимая из
разряда плазменными электронами, идущими на стенку и анод,
составляет соответственно WeCT~ /естBТе/е) и WAH= hvnQTJe).
Мощность, затрачиваемую на образование ионов в разряде,
можно записать в виде Wi^I+Ф, где еФ — средняя энергия, иду-
идущая на образование одного иона (сюда же неявно входит и энер-
энергия, которую получают образующиеся при диссоциации атомы
HJ и которая идет на нагрев газа). Тогда баланс мощностей
имеет вид
Мощность WW, выносимую излучением, можно оценить по
высвечиванию возбужденных атомов водорода для перехода
2р—Is (линия La , энергия фотона ?ф=10,2 эВ). Время жизни
атома в состоянии 2р 1,6-10~9 с [66], т. е. значительно меньше
времени ухода атомов на стенку, и поток излучения из объема
разряда определяется скоростью образования возбужденных ато-
атомов
а мощность излучения
^изл = ЯаЛ <°ех^> УЕф9
где (aexvT ) —усредненное по максвелловскому распределению
электронов сечение возбуждения 15—2р.
В работе [566] приведена зависимость аех от энергии электро-
электронов. Усредненное сечение (<?exvT) растет с увеличением Те
(в диапазоне 0—20 эВ) и при Ге=10 эВ составляет ~6-10~9 см3/с,
т. е. для реально возможных концентраций п? — 3-\0и см~3 и
ftoi^lO14 см~3 получаем WmJV~4 Вт/см3. Например, для источ-
источника ИБМ-5 [39] при У«1,5«103 см3 1^Изл^6 кВт, что составляет
около 10% полной мощности разряда, т. е. потерями на излуче-
излучение можно пренебречь.
Тогда, поскольку /+^/+ст, с учетом C.30) и C.31) из C.32)
получаем
_ 1 2Ге[1
р~~ е
Принимая во внимание, что /+//р= (/+//<») A/х) и что при работе
катода в режиме объемного заряда /+//е^ V mJ^+> получаем
64

<333'>
При такой геометрии разряда, когда потенциал плавающих
фланцев определяется электронами с катода (?^1), т. е. когда
Афст^^р, из баланса мощностей следует, что
е 1 —
ИЛИ
-бФ-Lit. C.34')
С помощью выражения C.34) можно найти «цену иона в разряде»,
положив ее равной отношению мощности разряда к полному току
рождающихся ионов:
C.35)
Таким образом, напряжение разряда связано с Те плазмы,
причем значение ?/р определяется, главным образом, относитель-
относительной площадью катода х и параметром g, т. е. существенно зависит
от геометрии ГРК. С уменьшением х напряжение ?/р возрастает,
причем имеется некоторое минимальное значение площади катода,
при котором еще возможно существование однородного разряда, и
это значение тем меньше, чем меньше быстрых электронов с ка-
катода уходит на компенсацию части ? потока ионов на стен-
стенки ГРК (рис. 3.33). Вследствие наличия в разряде ионов
трех масс экспериментальное значение отношения у М+/те
оказывается около 55. Кривые рис. 3.33 получены для Ф = 30 В,
которое, как будет видно далее, также следует из эксперименталь-
экспериментальных данных.
Зависимость «цены иона в разряде» от х имеет минимум
(рис. 3.34), который определяется тем, что, с одной стороны, при
малых х напряжение разряда очень велико, а с другой, при боль-
больших х и работе катода в режиме объемного разряда ток разряда
оказывается излишне велик (напомним, что в ИБМ площадь
анода предполагается близкой к площади катода, при этом фПл~
~фан). Как видно из рис. 3.34, при уменьшении g значения х,
при которых С+ минимальна, уменьшаются; при оптимальных х
С+«110 В. Заметим еще, что поскольку х определялось как отно-
отношение площади катода к площади стенок, на которых происходят
потери ионов, то применение «магнитных стенок», уменьшающее
потери ионов из объема ГРК, приводит к увеличению эффектив-
5 Зак. 223 65

ного значения х, т. е. можно соответствующим образом уменьшить
площадь катода и получить необходимые концентрацию плазмы
и величину /+ при меньших токах разряда.
Если некоторая доля gi быстрых электронов с катода падает
прямо на анод (gt =/«ан/^р» где 1еан — ток быстрых электронов
на анод), то знаменатель выражения C.33) становится равным
1 — gi — V+/Ip> т. е. при ^\ФО Uv повышается и требуется соот-
соответствующее увеличение площади катода для компенсации потерь
100
80
60
40
20
1-0,10,4 0,9
\\ \
¦\\\
" \
I t i i
Ф=50В
1 1 1 1
0,05
QA*.
Рис. 3.33. Расчетная зависимость
напряжения разряда от' относитель-
относительной площади катода при различных
значениях параметра g
180
140
100
60
20
i i i i
i i i i
О
о,1 г
Рис. 3.34. Зависимость «цены иона
в разряде» от относительной площа-
площади катода при различных значениях
параметра g (условия те же, что и
на рис. 3.33)
быстрых электронов, что ведет к росту /р и С+. Следовательно,
для обеспечения высокой энергетической эффективности разряда
необходимо хорошее удержание катодных электронов в плазме
разряда.
Разряд в ионном источнике является поставщиком ионов, и для
повышения к. п. д. источника необходимо увеличивать отношение
тока пучка ускоренных ионов /н+ к току ионов /+, образующихся
в объеме ГРК. Введем понятие «цены ускоренного иона», опреде-
определив ее как отношение мощности разряда к току пучка:
Ток ионного пучка /н+ = j+S9M, где 5ЭМ — площадь щелей или
отверстий в эмиссионном электроде, через которые производится
отбор ионов из разряда. Эмиссионный электрод расположен на
торце ГРК площадью 5Т и 59M = pST, где коэффициент р опреде-
определяется конструкционными соображениями и может составлять
0,25—0,4. Тогда
Q/C+ =
- 5п/р5т.
C.36)
Эффективность разряда будет тем выше, чем лучше удастся обес-
обеспечить минимум отношения 5П/5Т. В ИБМ это отношение несколько
66

уменьшается с увеличением поперечных размеров камеры, но наи-
наиболее эффективно его можно уменьшить в случае применения
«магнитных стенок», когда в пределе SJST&1. В этом случае С+
может составить ~350 В, т. е. можно ожидать получения тока
~3 А ионов пучка на 1 кВт разряда.
§ 3.4. Типы ионных источников
Итак, ионный источник состоит из двух основных функциональ-
функциональных узлов: ГРК, где с помощью газового разряда создается плаз-
плазменный эмиттер ионов, и электростатической ИОС, с помощью
которой ионы извлекаются из плазмы, ускоряются и формируются
в пучок. Поскольку ИОС различных источников построены по
одному принципу и различаются лишь некоторыми конструкцион-
конструкционными особенностями, то основным фактором, определяющим тип
источника, является метод создания газоразрядной плазмы. По-
Подробное описание разработанных в 50—60-х годах источников водо-
водородных ионов с током до ~ 1 А можно найти в книге М. Д. Габо-
вича [67].
Возросшие мощности термоядерных установок и особенно при-
применение пучков для нагрева плазмы в замкнутых ловушках при-
привели к тому, что в 70-х годах были разработаны источники с
большими поверхностями плазменных эмиттеров и многоапертур-
ными ИОС, обеспечивающие получение пучков мощностью 105—
10'8 Вт при энергии ионов 20—40 кэВ и длительности импульса
10~2—10 с. Для нового поколения термоядерных установок на
рубеже 70—80-х годов потребовалось увеличить энергию частиц
до 80—120 кэВ и длительность импульса до 1 с и более, т. е.
создать стационарные (по тепловым условиям) источники.
Сильноточные источники работают как без внешнего магнитного
поля, так и с использованием магнитного поля. В последнем случае
обычно обеспечивается лучшее удержание ионов и быстрых катод-
катодных электронов в объеме разряда, что повышает энергетическую
и газовую эффективность источника. Но применение магнитного
поля приводит, как правило, к ухудшению однородности плазмы на
эмиссионной границе и к существованию высокого уровня шумов
в плазме. Источники без магнитного поля свободны от этих недо-
недостатков, но обладают меньшей энергетической и газовой эффек-
эффективностью. Поэтому были разработаны источники с периферийным
магнитным полем (с «магнитными стенками»), в которых магнит-
магнитное поле, уменьшающее потери заряженных частиц, локализовано
вблизи стенок ГРК и отсутствует в объеме разряда. В результате
сохраняется хорошая однородность плазмы на эмиссионной гра-
границе и повышается эффективность разряда.
Рассмотрим четыре основных типа источников.
Источники без внешнего магнитного поля. Первые разработки
источников типа ИБМ появились в 1972 г. [68]. Они сразу же
обратили на себя внимание относительной простотой создания
плазменного эмиттера с большой поверхностью и возможностью
5* 67

организации эмиттера прямоугольной формы, отсутствием магнит-
магнитного поля. Последнее позволяет использовать модульный принцип
построения источников для расположения их с большой плот-
плотностью упаковки.
Конструкция источника достаточно проста (рис. 3.35). В состав
ГРК входят: катодный блок, анодный фланец, стенки и система
Рис. 3.35. Схема ИБМ:
/ — блок ГРК; // — блок ИОС; 1,2 — высоковольтные изоляторы; 3 — анод; 4 — корпус; 5, 8 —
катодные фланцы; 6 — ввод газа; 7 — промежуточный фланец; 9 — катод, 10, И, 12 — зазем-
заземленный, ускоряющий и эмиссионный электроды
напуска газа. Эмиссионная плазма создается с помощью диффу-
диффузионного разряда низкого давления, зажигаемого в разрядной
камере с распределенным катодом без наложения внешнего поля.
Стенки ГРК (боковые и торцевые) изолированы электрически друг
от друга. Передняя торцевая стенка служит эмиссионным электро-
электродом ИОС. Внутри камеры по периметру расположены катоды, изго-
изготовленные из вольфрамовой проволоки диаметром 0,5—0,7 мм в
виде «дамских шпилек». Суммарная площадь такого катода до-
достигает десятков квадратных сантиметров. Плоскость шпилек
68

ориентирована в разных конструкциях как вдоль стенок камеры,
так и поперек. В последнем случае число шпилек (а следова-
следовательно, и площадь катода) увеличивается и возникает локализо-
локализованное в области шпилек магнитное поле напряженностью в не-
несколько десятков эрстед.
Анод в виде рамки расположен вблизи эмиссионного электрода.
В некоторых конструкциях анодом служит задняя торцевая стенка
ГРК. Для разряда это не имеет принципиального значения, но
расположение анода на задней стенке позволяет устранить обра-
образование катодных пятен, которые при наличии пробоев в ИОС
иногда возникают, когда задняя стенка изолирована. Пробои в
ИОС часто приводят к образованию большого потока обратных
электронов, который способен понизить потенциал задней стенки
настолько, что возникают униполярные дуги.
Остальные элементы ГРК обычно находятся под плавающим
потенциалом.
Экспериментальное изучение характеристик разрядной плазмы
позволяет установить основные закономерности разряда в ИБМ и
сопоставить их с выводами простой модели однородного разряда,
описанной в § 3.2. Обычно используются ленгмюровские зонды,
причем особое внимание уделяется изучению влияния параметров
разряда на характеристики плазмы вблизи эмиссионной границы,
поскольку основной задачей является создание однородного плаз-
плазменного эмиттера большой площади, обеспечивающего поставку
ионов на эмиссионную границу с заданной плотностью тока /+.
Изучение плазмы разряда проводилось в ГРК различных раз-
размеров и конфигураций: круглых ГРК (LBL-10 диаметром 14 см
[68], ИБМ-4 диаметром 10 см [39]) и ГРК прямоугольного сече-
сечения (LBL-50 сечением 12X50 см [431, ИБМ-5 сечением 12x22 см
[39], ИБМ-6 сечением 27X47 см [69]). Фактором, определяющим
распределение плотности плазмы и величину Ге, является давление
газа ро в ГРК (рис. 3.36). Изменяя р0 от 4,65 до 0,65 Па, можно
получать распределения /+(г) от имеющих провал в центре до
распределений с максимумом в центре ГРК. При «оптимальных»
давлениях ~ 1 Па плазма достаточно однородна.
По-видимому, такое изменение распределений обусловлено из-
изменением длины пробега быстрых электронов по отношению к ха-
характерному размеру ГРК. Так, при ро= 1,3 Па длина пробега до
упругого рассеяния на водороде %еп~8 см, до ионизации — ХИон~
«20 см; как оценивалось ранее, 7ipe.n~4 см. При больших дав-
давлениях в ГРК имеем Яеп<^рел» а ЯИОн = ^рел; в этом случае Те
низка, ионизация идет в основном в прикатодной области, распре-
распределение /+(/*) имеет провал в центре. При ро~О,65 Па Хеп и ЯИОн
заметно превышают А,рел; здесь можно предположить достаточно
быструю передачу энергии от катодных электронов плазменным за
счет коллективных процессов — Те повышается до ~10 эВ, иони-
ионизация производится в основном плазменными электронами во всем
объеме ГРК.
Как видно из рис, 3,36, б, при изменении /?о характер распре-
69

деления Те не меняется: вблизи катодов Те выше на 1 эВ, чем i
центре ГРК.
Распределение Те(г) определялось по зондовым характеристи-
характеристикам (рис. 3.37). Для центрального зонда наблюдается хорошая
линейность характеристики в полулогарифмическом масштабе, чтг
?
0,4
0J
0,2
-
о о-—
1
i
i
\Ч
о
10
2 -
эВ
J
-
9
о
1
-
i
X3"
I
1
-f"°
-
а О
Рис. 3.36. Радиальные распределения плотности ионного тока {aj и темп-
туры электронов (б) в ГРК источника ИБМ-4 при различных давлениях во^
рода (ро) и приблизительно одинаковых мощностях разряда:
;_р0=4,65 Па, /р = 600 А, ^р = 28 В; 2 — ро=1,3 Па, /р = 520 A, t/p = 30 В; 3 — ро=0,65 п.
/р=430 A, t/p=40 В
указывает на максвеллизацию плазменных электронов. Некоторое
отклонение от линейности наблюдается лишь при ?/3<5 Ж чтс
связано, по-видимому, с наличием в плазме быстрых катодны;
электронов, однако количество этих электронов мало. На харак-
характеристиках зондов, расположенных вблизи катодов, отклонение о~
линейности начинается при несколько больших 1/3, однако коли-
количество быстрых электронов и в этой области невелико.
Измерения Те в различных режимах разряда в ГРК ИБМ--
позволили экспериментально проверить расчетную связь Uv и 7V
В ИБМ-4 измеренные потенциалы плавающих стенок близки \
потенциалу катодов, следовательно, ионный ток на эти стенкг
компенсируется главным образом током электронов с катодов (кг.
тодные шпильки расположены близко ко всем стенкам), т. е. парь
метр | в уравнениях баланса мощностей близок к единице, с
Д<рст»[/р. В этом случае связь Те с С/р определяется выражением
70

10 -
-
/
/ /
/
/
у
/
/
i
f
Tim
>,5эВ
=25эВ
-10 О 10 20 ZO 40
Рис. 3.37. Характеристика
[Ро=1,3 Па, /р^520 А, ?/р =
центрального зонда
0 В (/7р = G 1/ ^
в ГРК источника ИБМ-4
C.34). Как видно из рис. 3.38, имеется согласие эксперименталь-
экспериментальных данных с расчетными, и можно положить среднюю энергию,
затрачиваемую на образование одного
иона в водородном разряде, равной
Эксперименты с различными ГРК по-
показывают, что в режимах с однородной
плазмой (при оптимальных р0) ток раз-
разряда, требуемый для получения задан-
заданной эмиссионной плотности тока ионов
водорода, в соответствии с критерием
Ленгмюра пропорционален площади ка-
катода (рис. 3.39), причем эксперименталь-
экспериментальное значение YM+lmfzzbb, что для
описываемого разряда связано с наличи-
наличием ионов трех масс.
Увеличение относительной площади
катода % приводит в оптимальных усло-
условиях однородного разряда к уменьшению
?/р. Так, в ИБМ-5 и ИБМ-6 при х^0,04
?/р = 50-^55 В, а в ИБМ-4 при х^ 0,065
Up = 30-4-35 В, что согласуется с расчет-
расчетными значениями (см. § 3.2), если пред-
предположить, что |~0,9 (см. рис. 3.33).
-
-
-
ft
[
/
f ,
/
//
'о /
/
i
//
° /
/
20
10
Рис. 3.38. Связь температу-
температуры электронов с напряже-
напряжением разряда в ГРК источ-
источника ИБМ-4 [пунктир —
расчет по формуле C.34')]
71

Подсчет токов /+ по измеренным /+ в предположении однородно-
однородности плазмы во всем объеме ГРК позволяет определить «цену иона
в разряде» С+, которая равна ~130 В, что также согласуется с
расчетами (см. рис. 3.34).
1р,гкА
J
2
1
ИБМ-6
80
120
то
\r
—4s-
4
^*—
->-
Рис. 3.39. Зависимость тока разряда, необходимого для получения /+ = 0,35 А/см2,
от площади катода для различных источников
Результаты измерений компонентного состава ионного пучка,
извлекаемого из источника ИБМ-5 (параметр г] = 1,6 см), при раз-
различных значениях эмиссионной плотности ионного тока /+ хорошо
согласуются с расчетами, если пред-
предположить, что коэффициент рекомби-
рекомбинации атомов водорода на медных
стенках ГРК близок к y = 0,5
(рис. 3.40).
Таким образом, эксперименты под-
подтверждают количественно или качест-
качественно некоторые из результатов рас-
расчета баланса частиц и энергии в раз-
разряде ИБМ (см. § 3.2). Это дает
основание полагать, что выбранная
модель достаточно хорошо описывает
свойства такого разряда и может быть
использована при разработке силь^ю-
точных ионных источников.
Выявление основных закономерно-
закономерностей разряда в ИБМ позволило соз-
создавать эмиттеры ионов с очень боль-
большой поверхностью при хорошей одно-
однородности. Так, в источнике ИБМ-6
неоднородность на эмиссионной поверхности составляет ±A0—
15)% на площади около 103 см2. Следует отметить, что при боль-
больших геометрических размерах ГРК источники очень чувствитель-
чувствительны к рассеянному магнитному полю (особено к продольному) ко-
которое нарушает однородность эмиссии. Это поле не должно превы-
превышать нескольких эрстед. Чтобы магнитные поля токов накала и
разряда, протекающих по токоподводам и достигающих нескольких
72
0,8
0,6
02
О 0,2 0,3 0,4
Рис. 3.40. Зависимость
компонентного состава ион-
ионного пучка /ft, извлекаемого
из источника ИБМ-5 (г] =
= 1,6 см), от эмиссионной
плотности тока ионов
(сплошные кривые — рас-
расчет для Те = 7 эВ и y = 0 5)

килоампер, не ухудшали однородности эмиттера, токоподводы рас-
распределяют равномерно по периметру ГРК*
Основные характеристики некоторых моделей источников пред-
представлены в табл. 3.1.
Таблица 3.1
Параметры импульсных ИБМ
Параметр
Энергия ионов, кэВ
Ток ионного пучка, А
Мощность пучка ионов, МВт
Оптимальный ток разряда, кА
Напряжение разряда, В
Оптимальная плотность тока, А/см2
Площадь эмиссионных щелей, см2
Число щелей
Начальное сечение пучка, см2
Угол расходимости 90j_, град
Выход атомарных ионов, %
ИБМ-5
25
35 (Н+)
0,875
1,3
50
0,5
67
42
8x18
±2
65
LBL-50
20
75 (D+)
1,5
3,5
45
0,5
150
105
7x35
±2
70
ИБМ-6
25
110(Н+)
2,75
3,0
55
0,35
315
196
22x42
±2,5
60
Длительность импульса указанных источников не превышает
0,1—0,2 с вследствие следующего обстоятельства. Катодные воль-
вольфрамовые шпильки диаметром dm нагреваются до эмиссионной
температуры (для получения тока эмиссии электронов /*=30 А/см2
она должна составлять ~3150 К) с помощью тока накала /нь
который для заданной температуры шпильки Тш пропорционален
d^2. Например, при dm=l мм для достижения Гш = 3000 К не-
необходим /Hi~70 А. При включении тока разряда к /Hi добавляется
доля разрядного тока, приходящаяся на одну шпильку: /pi=/eSm,
где 5Ш — площадь эмиттирующей поверхности шпильки. Обычно
5Ш= 1,5-1-2,5 см2, т. е. при /е>20 А/см2 ток /pi может достигнуть
значения, равного /нь Причем знак /pi меняется вдоль длины
шпильки: на одной части он совпадает с током накала, а на другой
противоположен ему, т. е. во время разряда через шпильку те-
течет ток
I = Inl+Ipl(x/l-a), C.37)
где х — координата вдоль шпильки; / — длина шпильки; а — па-
параметр, характеризующий распределение добавки по направлениям
и зависящий от соотношения сопротивлений катода и внешней
части накальной цепи (обычно а^0,2). Питание накала и разряда
подключается таким образом, чтобы /pi совпадал с Дп на большей
части шпильки, в противном случае при попытке получить им-
импульсы длительностью более ~50 мс шпилька остывает и разряд
срывается. Как следует из расчетов температурного режима
шпильки [74], до включения разряда распределение Тш симмет-
симметрично, а после включения разряда температура участка шпильки
73

вблизи ее отрицательного конца нарастает (рис. 3.41), причем
изменение во времени температуры наиболее горячей точки зависит
от отношения /pi//ni (рис. 3.42). Как видно из рисунков, исполь-
использование прямонакальных шпилек для получения стационарных
разрядов возможно только в том случае, если ток разряда /р =
= Л^ш/р1 невелик по сравнению с током накала /П = МШ/Н1 (для
Рис. 3.41. Распределение температу-
температуры по длине вольфрамовой катодной
шпильки длиной 10 см и диаметром
1 мм:
/ — перед включением разряда течет
лишь ток накала ^hi~^ ^ ^ш~
=3000 К); 2—после включения (/Р1—^щ)
/-=0,36 с; 3 —то же, /=0,56 с. Температура
на концах шпильки Г0=300 К, верхняя
пунктирная линия соответствует темпера-
температуре плавления (ТПл) вольфрама; а—0,2
1500
1200
900
600
300
///
-¦
1,0
- 0,8
I II ~02
p/ н ,
0,5
1
Рис. 3.42. Изменение во времени при-
приращения температуры в наиболее
горячей точке шпильки при различ-
различных значениях отношения /Р//н
(пунктирная линия — предел, опреде-
определяемый плавлением вольфрама)
шпилек с dm=l мм отношение /р//н должно быть меньше 0,4).
При необходимости иметь большие разрядные токи длительность
импульса ограничена временем достижения критической темпера-
температуры, которая ниже температуры плавления вольфрама.
Таким образом, большую длительность импульса при заданном
токе /р можно получить, увеличивая количество катодных шпилек
(/н растет), при этом для сохранения прежней площади катода SK
длина каждой шпильки должна быть уменьшена (катод должен
работать в режиме объемного заряда, иначе подогрев шпильки
разрядом приведет к изменению эмиссии с нее и, следовательно,
тока разряда во времени).
В разработанном в Беркли источнике LBL для инжекторов
установки TFTR F5 А; 120 кВ; 0,5 с) для достижения импульса
длительностью 0,5 с число катодных шпилек в отличие от источ-
источника LBL-50 увеличено втрое (рис. 3.43). Размеры шпилек не
74

уменьшены, но они все повернуты так, что их плоскости перпен-
перпендикулярны боковым стенкам, при этом магнитные поля протекаю-
протекающих по шпилькам параллельных токов складываются так, что
внутри шпилек образуется поле напряженностью ~70 Э, препят-
препятствующее поступлению в разряд электронов с удаленных от плазмы
частей шпилек, т. е. как катод работает только около половины
поверхности каждой шпильки и отношение /р//н<0,5.
f Z 3 4 5'
Рис. 3.43. Схема источника LBL для инжекторов TFTR [70]:
/ — противокоронное кольцо; 2 — газовый ввод с распределителем, 3 — катоды; 4, 5 — катод-
катодные фланцы; 6 — фибергласовый контейнер с элегазом; 7, 8, 9, 10 — эмиссионный A20 кВ),
первый ускоряющий (iOO кВ), второй ускоряющий (—4 кВ) и заземленный электроды соот-
соответственно; //— вакуумноплотный изоляторный узел; 12 — стягивающий стержень из ней-
нейлона; 13 — трубка охлаждения; 14 — сильфон; /5 — нейтрализатор
Источник LBL предназначен для получения пучков с энергией
120 кэВ, поэтому в нем используется четырехэлектродная много-
многощелевая ИОС (размер 10x40 см) с рассчитанным на ЭВМ про-
профилем ячейки (см. рис. 3.17). Перемычки электродов изготовлены
из молибденовых профилированных прутков, запаянных в охлаж-
охлаждаемые торцы. Практически они охлаждаются в промежутках
между импульсами, а во время импульса длительностью 0,5 с
середины перемычек нагреваются до нескольких сот градусов, по-
поэтому чтобы не было искривлений перемычек, каждая из них
запаяна в торец электрода только одним концом, а другой закреп-
закреплен так, что он может перемещаться при тепловом расширении
перемычки [71]. Для предотвращения пробоев по воздуху между
близкорасположенными частями источника, находящимися под раз-
различными высокими потенциалами, весь источник заключен в кожух
из изоляционного материала, заполненный элегазом (SFs) под
давлением 2-105Па,
75

Переход к импульсам длительностью в несколько секунд или
к стационарному режиму требует, во-первых, применения катодов
с косвенным подогревом. Для облегчения нагрева катода и умень-
уменьшения излучаемой им мощности желательно использовать эмит-
эмиттеры с низкой рабочей температурой, устойчиво работающие в
условиях водородного разряда, например из гексаборида лантана
(LaB6), который может дать ток эмиссии электронов 25 А/см2
при температуре около 1650° С, излучая при этом ~50 Вт/см2 [72].
Во-вторых, поскольку плотность энерговыделения на перемычки
электродов ИОС может достигать нескольких сот ватт на 1 см2
(см. § 3.1), то для работы источника в стационарном режиме
требуется ИОС с трубчатыми перемычками с прокачкой по ним
хладагента. \
В разработанном для инжекторов токамака Т-15 источнике
ИБМ-5С C5 А; 40 кВ; 1,5 с) [73] в ГРК прямоугольной формы
A2x22 см) вдоль длинных сторон расположены два катодных
блока с пластинами из LaB6, закрепленными в танталовых обой-
обоймах и подогреваемыми излучением с вольфрамовых спиралей
10
Вода
Рис. 3.44. Источник ИБМ-5С;
/ — нагреватель; 2 — катод; 3 — катодный фланец, 4 — экран; 5 — эмиссионный электрод 6 —
ускоряющий электрод; 7— заземленный электрод; 8 — коллектор; 9 — анодный фланец; 10 —
Изолирующие прокладки; // — промежуточный фланец; 12 — экран; 13 — изолятор; /4 — ке-
керамическая вставка
76

100
80
60
40
20
О
8;.
/
//м/с

^~ 23^5 М/С
100 200 500 400 500 W,%i/c\Az
Рис. 3.45. Зависимость температуры стен-
стенки молибденовой профилированной трубча-
трубчатой перемычки эмиссионного электрода от
плотности мощности, выделяющейся равно-
равномерно по всей трубке (параметр — скорость
воды vB\ сплошные прямые — расчет, точ-
точки — экспериментальные значения)
(рис. 3.44). С помощью такого катода в ГРК зажигается разряд
длительностью в несколько секунд, обеспечивающий достаточно
равномерную поставку ионов водорода на эмиссионную границу
плазмы с плотностью тока до 0,45 А/см2 при /р^700 А [74].
Перемычки электродов ИОС сделаны из профилированных мо-
молибденовых трубочек, запаянных в коллекторы и охлаждаемых
прокачиваемой по ним водой. Как показывают модельные экспе-
эксперименты [75], такая ИОС
может устойчиво работать гм,
при нагрузках на электроды
до 500 Вт/см2 (рис. 3.45).
В ИБМ цена ускоренно-
ускоренного иона составляет Q =
= l,5-f-2 кВ, т. е. энергети-
энергетическая эффективность равна
0,5—0,7 А на 1 кВт мощно-
мощности разряда. Газовая эф-
эффективность составляет
~30%. Шумы в плазме раз-
разряда и колебания эмиссион-
эмиссионного тока ионов отсутству-
отсутствуют.
Источники типа дуопи-
гатрон. Современные дуопи-
гатроны — это модификация известных в прошлом дуоплазматро-
нов (см., например, [67]), в которых для увеличения степени иони-
ионизации столб разряда подвергался механическому и магнитному
сжатию с помощью диафрагм и неоднородного магнитного поля,
нарастающего к анодному отверстию малого диаметра. Здесь соз-
создавалась плотная плазма, что позволяло получать ток эмиссии
ионов в десятки ампер на 1 см2, т. е. образовывался «точечный»
источник ионов с малым перетеканием холодного газа из ГРК в
ускоряющий промежуток. Однако ИОС не способна формировать
пучок с такой плотностью тока, и потребовалась организация спе-
специального расширителя плазмы за анодным отверстием для сниже-
снижения /+.
Чтобы создать плазменный эмиттер с большой поверхностью
и уменьшенной плотностью тока /+ (~0,5 А/см2) для получения
сильноточных пучков, дуоплазматрон был модифицирован в Ок-
Ридже (ONRL). Принципиальное усовершенствование данной мо-
модели — введение за анодом дополнительной камеры большого
диаметра под потенциалом анода и антикатода, что позволило
получить режим разряда с осциллирующими электронами [76].
Новая модель (рис. 3.46) была названа дуопигатроном (PIG —
разряд в магнитном поле с осциллирующими электронами), анти-
антикатодом является расположенный на торце ГРК эмиссионный
электрод многоапертурной ИОС.
Рассмотрим принципиальную схему и физические процессы,
протекающие в дуопигатроне. Генератор плазмы состоит из нака-
77

ленного катода, промежуточного электрода, двух анодов G, 8)
и антикатода — первого (эмиссионного) электрода ИОС. Катод со-
содержит несколько (до восьми) оксидированных накаленных
нитей, эмиттирующих первичные электроны. Промежуточный элек-
электрод с каналом специального профиля служит одновременно по-
Р и с. 3.46. Схема источника типа дуопигатрон:
/—эмиссионный электрод (ЭЭ), являющийся антикатодом; 2 — плазма разряда с осцилли-
осциллирующими электронами; 3 — катоды (К); 4 — магнитная катушка; 5 — катодная плазма; 5 —
промежуточный электрод (ПЭ); 7 — первый анод (А,); 8 — второй анод (А2); 9 — дополни-
дополнительная кагушка; 10 — трехэлектродная ИОС; //— нейтрализатор
люсом электромагнита, создающим неоднородное продольное маг-
магнитное поле в области анодов, которое спадает по направлению
к антикатоду. В области накаленного катода магнитное поле
практически отсутствует.
Разрядное напряжение прикладывается между анодами и на-
накаленным катодом. Промежуточный электрод и антикатод (первый
электрод ИОС) находятся под плавающим потенциалом, будучи
78

подключенными к цепи разрядного выпpямиteля через соответ-
соответствующие сопротивления.
С некоторым опережением импульса разрядного напряжения
в область катода подается газ. Первичные электроны, эмиттируе-
мые с катода, ускоряются к промежуточному электроду, приобре-
приобретая относительно низкую кинетическую энергию (менее 30 эВ), и
образуют катодную плазму. Катодная плазма отделена от плазмы
>оо у>—/
х / Катод- \~_tf
л < пая -+{
плазма h' -
Плазма
разряда
Двойной спой
\ I
\\
Потенциал Г
катодной /
плазмы
X
А
I
Потенциал
плазмы разряда
Скачок потенциала
в двойном слое
I
л
К
пэ
ээ
Расположение электродов вдоль оси
Рис. 3.47. Распределение потенциала вдоль оси ГРК дуопигатрона
в анодной области двойным слоем, образующимся в области про-
промежуточного электрода (рис. 3.47). Плотность плазмы внутри
полости промежуточного электрода определяется током разряда
и давлением газа. Электроны катодной плазмы проходят через
канал промежуточного электрода, ускоряются в анодной области,
получая при этом достаточно большую кинетическую энергию.
В анодной области их движение ограничено продольным полем, и
они осциллируют между промежуточным электродом и антикато-
антикатодом—первым электродом ИОС, образуя плотную плазму. Пара-
Параметры плазмы осциллирующего разряда определяются магнитным
полем, давлением газа, напряжением и током разряда. Таким
образом, газоразрядная плазма дуопигатрона состоит из двух
частей: катодной и анодной плазмы, разделенных областью двой-
двойного слоя. Катодная плазма служит источником ионизирующих
электронов в анодной плазме. Последняя, в свою очередь, служит
эмиттером ионов для пучка, создаваемого с помощью ИОС.
79

Скорость ионообразования в анодной плазме увеличивается с
давлением газа. В ионных источниках малых диаметров G, 10 и
15 см) напуск газа производится в катодную область. В источни-
источниках большого диаметра. B0—28 см) газ дополнительно вводится
в анодную область для создания необходимой концентрации анод-
анодной плазмы и для получения нужного значения /+. Падение потен-
потенциала между анодной и катодной плазмой может достигать 80%
разрядного напряжения, а поток электронов, входящих в анодную
плазму, превышает 90% разрядного тока.
Магнитная система источника и расстояние между промежу-
промежуточным электродом и эмиссионным электродом ИОС оптимизи-
оптимизируются таким образом, чтобы силовые линии продольного магнит-
магнитного поля, выходящие из отверстия промежуточного электрода,
были равномерно распределены по поверхности эмиссионного элек-
электрода. Продольное магнитное поле позволяет делать разряд с ос-
Р и с. 3.48. Схема дуопигатрона с многополюсным остроугольным магнитным по-
полем на периферии разрядной камеры, образованном 12 постоянными магнитами
длиной 15 см (обозначения те же, что и на рис. 3.46)
80

10
Q
2
Ia
>
т
-о ^
\
Радиус
\2
\
циллирующими электронами, при этом вследствие лучшего по
сравнению с ИБМ удержания заряженных частиц в ГРК такой
конфигурации удается уменьшить давление в анодной части до
~0,6 Па и повысить газовую эффективность до ~50%. Ток раз-
разряда, необходимый для получения заданного тока ионов, меньше
в 2,5—3 раза, чем в ИБМ, но напряжение разряда выше и со-
составляет обычно 100—120 В. Уменьшение потерь ионов из плазмы
приводит в соответствии с выводами § 3.2 к повышению выхода
ионов Hjb до 80—85%. К недостаткам системы следует отнести
то, что наличие магнитного поля при-
приводит к значительной неоднородности
радиального распределения плотности
эмиссионного ионного тока, а также к
появлению радиального электрическо-
электрического поля в плазме. Вследствие враще-
вращения плазменного столба в скрещенных
ЕХН полях появляется возможность
для развития неустойчивости, приво-
приводящей к модуляции /+, особенно зна-
значительной на периферии столба. По-
Поэтому напряженность магнитного поля
должна быть минимальной, необходи-
необходимой лишь для достижения заданных
параметров разряда.
Введение наряду с продольным
поперечного многополюсного магнит-
магнитного поля на периферии анодной обла-
области (рис. 3.48) уменьшило потери ио-
ионов и электронов из плазмы и сущест-
существенно улучшило однородность распре-
распределения потока ионов на эмиссионной
поверхности (рис. 3.49) [65]. Остро-
Остроугольное магнитное поле создается
набором (от 12 до 32) постоянных магнитов с чередующимися по-
полюсами, симметрично расположенных вдоль образующей цилинд-
цилиндрического анода. На поверхности анода напряженность магнитного
поля составляет ~ 1 кЭ и быстро спадает по радиусу к центру
ГРК.
Трехэлектродная ИОС источника имеет большое количество
(несколько сот) отверстий диаметром 3,8 мм. Каждая ячейка фор-
формирует пучок с углом расходимости (уровень 1/е) около ±1,2°.
Электроды изготовлены из меди, в них впаяны трубки водяного
охлаждения.
В дуопигатроне была исследована система извлечения и фор-
формирования пучка с предварительным ускорением ионов в плазме.
Для этого эмиссионный электрод ИОС помещали под отрицатель-
отрицательный по отношению к плазме потенциал ~300 В. Ионы входили
в ускоряющий промежуток, имея значительную начальную ско-
6 Зак. 223 81
О 2,5 5,0 7,5 Г, СМ
Рис. 3.49. Распределение ион-
ионного тока насыщения на зонд
вблизи эмиссионной поверхно-
поверхности плазмы в дуопигатроне с
диаметром ИОС 15 см без (/)
и с использованием B) много-
многополюсного поля

рость, и угол расходимости пучка заметно уменьшался (на
-30%) [77].
В целом достигнутые параметры дуопигатрона составляют:
диаметр ИОС до 28 см, ток ионного пучка до 100 А, энергия
ионов 30—50 кэВ, доля атомарных ионов до 85%, газовая эффек-
эффективность до 60%, энергетическая эффективность около 1,1 А/кВт
(Сг«0,9 кВ), длительность импульса 0,3 с [78]. С такими пара-
параметрами источник используется в инжекторах PLT, PDX, ISX-B.
10
30т
Рис. 3.50. Схема источника типа периплазматрон:
1 — катод; 2 — анод; 3 — электроды ИОС; 4 — промежуточный электрод, 5 — система юсти-
юстировки пучка
Увеличение длительности импульса до 1 с и выше при исполь-
использовании в качестве катодов оксидированных нитей, по-видимому,
невозможно. В одной из модификаций источника катодный блок
заменен полым катодом, в котором используется эмиттер из гекса-
борида лантана с косвенным подогревом [79]. Применение полого
катода должно обеспечить работу ГРК в стационарном режиме и
существенно увеличить срок службы катода.
Периплазматрон. Стильноточные ионные источники типа пери-
периплазматрон разрабатываются в Фонтене-о-роз (Франция) для
инжекторов термоядерных установок [80, 81]. Перечислим основ-
основные идеи, заложенные в конструкцию периплазматрона (рис. 3.50).
1. Создание однородной плазмы в области эмиссии ионов путем
ввода в нее ионизирующих электронов с внешней радиальной
границы.
82

2. Обеспечение удержания этих электронов с помощью магнит-
магнитного экранирования анодов, расположенных в магнитном поле
остроугольной конфигурации.
Были построены источники цилиндрической и прямоугольной
форм. Остроугольное магнитное поле (рис. 3.51) создается двумя
катушками с противоположным направлением токов. В центре
разрядной камеры маг-
магнитное поле равно нулю.
Катод в виде накаленных
нитей помещается на пе-
периферии вокруг разряд-
разрядной камеры в полости
промежуточного электро-
электрода, выполненного из мяг-
мягкой стали и служащего
одновременно экраном от
магнитного поля. Возни-
Возникает конфигурация, на-
напоминающая кольцевой
дуопигатрон. Первичные
электроны вводятся вдоль
медианной плоскости ост-
остроугольного поля в раз-
разрядную камеру. Эмис-
Эмиссионный электрод ИОС и
электрод на противопо-
противоположной стороне выполня-
выполняют функции электростати-
электростатических отражателей
электронов, а для дости-
достижения анода электроны
должны продиффундиро-
вать поперек магнитного
поля. Напряженность по-
поля вблизи анодов около
40 Э. Газ (водород) по-
поступает непосредственно
Рис. 3.51. Конфигурация остроугольного
в разрядную камеру. Ка- *агнитного поля в периплазматроне:
^ pn^ujiu xyciivi4.Fj. i\a / — промежуточный электрод; 2 — нержавеющая
ТОД ВЫПОЛНЯеТСЯ В ВИДе сталь; 3 — анод
нескольких расположен-
расположенных по окружности нитей с независимым током накала, каждая
из которых соединяется через сопротивление (~ 1 Ом) с раз-
разрядным выпрямителем.
Периплазматрон обладает следующими достоинствами.
1. Периферийное расположение нитей катода позволяет исполь-
использовать их в большом количестве, а включение каждой из них
в разрядную цепь через сопротивление позволяет устранить боль-
большинство проблем, связанных с их перегоранием при локализации
разряда.
6* 83

2. Слабое остроугольное магнитное поле обеспечивает удержа-
удержание ионизирующих электронов без заметного воздействия на
однородность и стабильность плазмы.
3. На эмиссионный электрод ИОС не попадает прямое тепловое
излучение с накаленных нитей катода, которое могло бы пред-
представить большую тепловую нагрузку.
4. Нити катода и изоляторы хорошо защищены от потоков
обратных электронов из ускоряющего промежутка.
Эксперименты показали, что однородность плазмы зависит от
положения нулевой точки магнитного поля. Плазма становится
более однородной, когда эта точка находится в медианной плоско-
плоскости источника или ближе к плоскости эмиссионного электрода.
Когда нулевая точка удалена от эмиссионной плоскости, электроны
в основном концентрируются на периферии и плотность плазмы в
центре падает. Необходимо, чтобы поток первичных электронов
с катода не задерживался перпендикулярной компонентой магнит-
магнитного поля в канале промежуточного электрода, что может возни-
возникать по причинам: 1) геометрической асимметрии двух железных
пластин промежуточного электрода и различной формы катушек
магнитного поля; в реальном эксперименте асимметрия частично
компенсируется различными токами в катушках; 2) переменного
тока в нитях катода, возникающее при этом поле может быть
существенно снижено с помощью близкого расположения провод-
проводников с противоположными токами.
Рабочее давление водорода в камере ~ 1 Па. Разряд зажи-
зажигается как при наличии магнитного поля, так и без него. При
наличии магнитного поля эффективность ионообразования суще-
существенно возрастает. Важно, чтобы поверхность анода совпадала
с магнитной силовой линией. При этих условиях плотность плазмы
пропорциональна разрядному току.
Первые модели периплазматрона были цилиндрической формы.
В модели с диаметром плазмы 20 см [80] в качестве катодов
применялись 12 вольфрамовых ниток общей площадью 70 см2.
Трехэлектродная ИОС диаметром 14,5 см имела 450 отверстий с
площадью эмиссии 107 см2. При токе разряда ~250 А и ?/р~90 В
извлекался пучок с током 20 А при энергии 30 кэВ. Эффектив-
Эффективность разряда достигала ~1,1 А/кВт.
Для использования в инжекторе мощностью 1 МВт (в част-
частности, европейского токамака JET) была разработана модель
прямоугольной формы [81], в которой однородный плазменный
эмиттер с /+»0,22 А/см2 создается на площади 12X38 см2 при токе
разряда 700 А, напряжении ПО В и длительности импульса ~1 с.
Четырехэлектродная ИОС предназначена для получения пучка с
током 50—60 А при энергии до 80 кэВ.
Ионные источники с периферийным магнитным полем. Ранее
уже упоминалось о модификации ионных источников с «магнит-
«магнитной стенкой» в ГРК для уменьшения скорости ухода частиц из
плазмы. Основной объем ГРК находится вне магнитного поля, и
только у стенок камеры организуется быстро спадающее к центру
84

магнитное поле. Идея применения периферийного магнитного поля
для ионных источников была высказана Муром [63] и развита
Мак-Кензи [64]. Для создания периферийного поля, быстроспа-
дающего к центру ГРК («магнитной стенки»), она обкладывается
постоянными магнитами с чередующимися полюсами. Для полу-
получения непрерывных силовых линий вдоль поверхности стенок ГРК
и для уменьшения доли поверхности, не закрытой магнитным по-
полем, на заднем торце ГРК также располагаются магниты. Откры-
Открытым остается только эмиссионный торец ГРК (рис. 3.52). Закры-
Закрыли # сверху
S S S S
N N N
N
N
N
N
N
N
N
Н
^ ^
X Катодные/
нитки
^ Анод
Электроды
/?f
N
/V
N
N
N
N
N
N
Рис. 3.52. Схема источника с периферийным магнитным полем:
(g) — магнитное поле направлено внутрь; О—магнитное поле направлено наружу
тые магнитным полем стенки ГРК являются анодом; эмиссионный
электрод ИОС либо подключается к катоду, либо находится под
плавающим потенциалом.
Для получения «спокойной» плазмы нити накала следует раз-
размещать в области без магнитного поля, т. е. необходимо учиты-
учитывать глубину проникновения периферийного поля при расчете
пространства в ГРК для размещения катодных нитей. Поскольку
в описываемой системе ионы практически не замагничены
(о)сг-тг?г^1, где сосг — ларморовская частота вращения ионов, %in —
время столкновения ионов с нейтральными атомами), то эффек-
эффективен метод снижения потерь ионов из объема плазмы путем со-
создания условий, при которых потенциал плазмы ниже потенциала
анода, которым служат все стенки ГРК, за исключением эмис-
эмиссионного торца. Как следует из § 3.2, для этого площадь анода
должна быть меньше площади катода. Поскольку электроны за-
замагничены и могут уходить из плазмы на находящиеся под анод-
анодным потенциалом стенки только через магнитные «щели», обра-
85

зующиеся в области полюсов линейных магнитов, то эффективная
площадь анода равна SaH = LMA«?, где LM — суммарная длина всех
магнитов, уложенных на стенках разрядной камеры; Ае — ширина
магнитной щели для электронов. Полный теоретический анализ
зависимости А€ от напряженности магнитного поля и параметров
плазмы в ГРК пока отсутствует, однако, как показывают неко-
некоторые эксперименты [82], А€ может быть порядка 2Урерг, где р —
ларморовский радиус. Отсюда следует, что для уменьшения San
нужно применять магниты с сильным полем на поверхности (на-
(напряженностью несколько килогаусс) или уменьшать LM за счет
увеличения шага бм между магнитами. Однако следует заметить,
что с ростом бм увеличивается размер области между магнитами
и плазмой, который оказывается близким к бм, т. е. при этом
уменьшаются полезный объем плазмы и параметр rj = V7Sn (Sn —
площадь потерь ионов), который выгодно иметь как можно боль-
большим (см. § 3.2).
Исследования моделей ионного источника с многополюсным
периферийным магнитным полем [83—85] показали, что плотность
плазмы (а следовательно, и извлекаемый ток) зависит от геомет-
геометрии магнитного поля, разрядного напряжения, напряжения на
эмиссионном электроде (относительно катода) и длины разрядной
камеры. Эффективность образования ионов определяется главным
образом удержанием первичных электронов. Поскольку эмиссион-
эмиссионный электрод имеет отрицательное смещение, большинство плаз-
плазменных электронов низкой энергии от него отражается. Когда сме-
смещение становится равным разрядному напряжению, все первичные
электроны отражаются и на эмиссионный электрод приходят
только ионы.
Распределение концентрации плазмы вдоль оси камеры имеет
несимметричный вид со смещением максимума к задней торцевой
стенке, поскольку эмиссионная поверхность не экранируется маг-
магнитным полем [84]. Распределение потенциала вдоль оси носит
такой же характер (рис. 3.53). В этой ситуации большее коли-
количество ионов, образовавшихся в объеме, будет достигать эмис-
эмиссионного электрода.
Одна из первых моделей
такого плазменного эмиттера
была исследована в ORNL в
цилиндрической ГРК диамет-
диаметром 25 см и длиною 36 см, где
с одной стороны расположены
электроды ИОС (рис. 3.54)
[83]. Стенки камеры служили
анодом и были окружены си-
системой постоянных магнитов,
образующих 12-полюсное маг-
магнитное поле остроугольной
формы напряженностью не-
несколько сот эрстед вблизи сте-
120
80
40-;
О
г/
-Г j
/+
к
I
^*
I
оооо
—+—+
I
ОООо
I
-
V4'
\ -
8 12 16 20 z,CM
Рис. 3.53. Распределение потенциала
плазмы относительно анода и ионно-
ионного тока насыщения на зонд вдоль
оси ГРК. Эмиссионный торец BТ =
= 0) подсоединен к отрицательному
полюсу накала катода [84"]
86

нок. Катод был выполнен в виде накаленных нитей в центре ка-
камеры. Плазма имела высокую степень однородности (±5%) на
диаметре до 15 см.
В прямоугольной камере размером 23X23X23 см (рис. 3.55)
[84] при токе разряда около 700 А (?/р = 70 В) достигается одно-
Рис. 3.54. Схема источника с периферийным магнитным полем ORNL [83]:
/ — анод; 2 — катодные нитки; 3 — трехэлектродная ИОС; 4 — эмиссионный электрод; 5 —
пучок ионов; 6 — пучок атомов; 7 — нейтрализатор
родная эмиссионная плотность тока ионов дейтерия ~0,4 А/см2 на
площади около 250 см2. Применение катода с косвенным подогре-
подогревом обеспечивает стационарную работу ГРК при высокой эффек-
эффективности разряда.
Две модели ионного источника с прямоугольными разрядными
камерами исследованы в Калэме [85]. Размеры камер 60Х20Х
Х15 см. Модели отличаются конфигурацией магнитного поля:
в одной магниты уложены вдоль стенок параллельно плоскости
эмиссионного торца, в другой — перпендикулярно (в этом случае
на заднем торце магниты уложены диагонально). В последнем
случае свободная от магнитного поля область приблизительно в
два раза больше и рассеянное поле в области эмиссионной границы
практически отсутствует. Источник работает при давлении ~0,5 Па
и обеспечивает однородную поставку ионов на поверхности 38X
87

15 см с плотностью тока 250 А/см2. Электрическая эффективность
разряда высокая и достигает 1,6 А/кВт. Выход протонов превы-
превышает 80%.
Рис. 3.55. Схема источника с периферийным магнитным полем LBL [84]:
1 — зонд 2—постоянный магнит (Sm — Со); 3 — трубка охлаждения; 4 — импульсный газо-
газовый клапан; 5 ¦— источник питания накала ниток; 6 — источник питания разряда; 7 — воль-
вольфрамовые нитки; 8 — эмиссионный электрод; 9 — изолирующая рамка из кварца; 10 — изо-
изолирующая прокладка из обрабатываемой стеклокерамики
Применение полого катода с эмиттером из гексаборида лантана
в источнике с периферийным магнитным полем обеспечивает ста-
стационарный режим работы ГРК при хорошей эффективности и
большом ресурсе [86].
§ 3.5. Источники отрицательных ионов
Рассмотрим кратко процессы, происходящие в источниках от-
отрицательных ионов, и конструкции последних. Более обстоятельное
описание этих вопросов можно найти в обзорах и оригинальных
статьях (см., например, [87—91]).

Отрицательный ион водорода Н~ представляет собой устойчи-
устойчивое образование. Энергия сродства, т. е. энергия, которую надо
затратить для удаления «лишнего» электрона, для него равна
0,75 эВ. Отрицательные ионы образуются как в элементарных про-
процессах в объеме разряда, так и в процессах, происходящих на
поверхности твердых тел.
Источники отрицательных ионов, в принципе, устроены так же,
как источники положительных ионов. Имеется разрядная камера',
в которой образуются ионы, и система их извлечения и ускорения.
Первые пучки отрицательных ионов были получены в источниках,
предназначенных для получения положительных ионов. Однако от-
отрицательные ионы имеют свои характерные свойства. Прежде всего
к ним относятся относительная легкость разрушения ионов и боль-
большая роль поверхностных процессов в их образовании. При уско-
ускорении отрицательных ионов вместе с ними ускоряется большое
количество электронов. Учет этих и других особенностей отрица-
отрицательных ионов позволяет значительно улучшить характеристики
источников.
Рассмотрим вначале основные процессы в плазме и на поверх-
поверхности электродов, приводящие к образованию и разрушению от-
отрицательных ионов. Наиболее важные каналы образования ионов
Н~ в объеме плазмы — диссоциация молекулярного водорода при
столкновении с электроном:
Н2+е - ^НГ+Н?
и диссоциативная рекомбинация положительных молекулярных
ионов
Эффективное сечение первой реакции ао-, равное 10~20 см2 при
энергии электронов 10 эВ, увеличивается до 10~19 см2 при энергии
100 эВ (см. рис. 3.56) [93—96], т. е. в данной реакции сечение на
3—4 порядка меньше соответствующих сечений образования поло-
положительных ионов. Сечение второй реакции ближе к сечениям
образования положительных ионов (а+_=1,5-10~17 см2 при Теж
&2-h4 эВ), однако с ростом энергии электронов оно очень быстро
падает (рис. 3.56). Остальные каналы образования Н~ явно не-
неконкурентоспособны по сравнению с приведенными. Так, радиа-
радиационный захват электрона Н? + е -* Hf + hv имеет сечение
~10~23 см2, а захват электрона при тройных столкновениях
Н° + е + А -> НГ + А становится существенным лишь при очень
больших плотностях (/г>1016 см3) газа.
В источниках отрицательных ионов относительно велика роль
процессов, происходящих на поверхности электродов. При попада-
попадании на поверхность частиц любого сорта происходит их отражение
или распыление частиц, адсорбированных в поверхностном слое.
Часть этих частиц при удалении от стенки захватывает электрон
89

г
w
е + НГ-Н?+2е
.-77
10
101
i
Hi +Н2 "
•19
10
ю*
и уходит в виде отрицательных ионов. Доля таких частиц р до-
достаточно велика и составляет для обычных тугоплавких металлов
Ю-3—Ю~4. Она сильно возрастает при уменьшении работы выхода
металла, например при покрытии поверхности слоем цезия. Оценки
показывают, что при снижении работы выхода срс до 1,5—1,6 эВ
величина р~ возрастает до ~0,5, а при фс== 1,2 эВ значение р-
может достигнуть 0,8 [89, 91, 99,
100]. Следует заметить, что добав-
добавка цезия в разряд способствует об-
образованию ионов Н~ также и в
объемных процессах [92].
Разрушение отрицательных ио-
ионов в плазме происходит при их
столкновении с различными компо-
компонентами плазмы: электронами, ато-
атомарными или молекулярными иона-
ионами, атомами или молекулами ней-
нейтрального газа. Сечения этих про-
процессов также приведены на рис. 3.56
[87, 89, 96, 102]. Сечения всех про-
процессов разрушения ионов на не-
несколько порядков превышают сече-
сечения их образования. Это затрудняет
получение плотных пучков отрица-
отрицательных ионов за счет объемных
процессов: для интенсификации ге-
генерации ионов Н- требуется увели-
увеличить плотность нейтрального газа
п0 или плазмы п+. И в том и другом
случае резко возрастает разруше-
разрушение отрицательных ионов, так что практически для ускорения мо-
могут быть использованы лишь ионы, родившиеся во внешних слоях
плазмы.
При расчетах гибели отрицательных ионов практически во всех
случаях можно не учитывать гибель на молекулах и молекулярных
ионах, так как сечения этих процессов на 2—3 порядка меньше
соответствующих сечений процессов на атомарных частицах и
электронах.
С учетом сказанного выше можно записать уравнение баланса
отрицательных ионов в плазме. В стационарном случае оно вы-
выглядит следующим образом [87, 101]:
7
10
10z ?,эВ
Рис. 3.56. Зависимость сечений
образования и разрушения ионов
Н~ от энергии [87]
—р-П- = 0.
C.38)
Здесь Лог, Ло1 — плотность молекулярного и атомарного водорода;
я+2) п+1 _ плотность молекулярных и атомарных ионов; а — ко-
коэффициент рекомбинации; р~п^ — член, учитывающий уход ионов
на стенки.
90

Выражение C.38) позволяет написать зависимость п- от плот-
плотности газа в разряде и тока разряда (я+2, м+ь п>е нарастают с воз-
возрастанием тока разряда; пО2, Щ\ возрастают с ростом давления):
__ пеп02 <ао_^> + пеп+2 (о+„уе)
ТЬ— — ¦ . (О.оУ)
п (ov) + осп + л01 <(т_о^-> + Р-
Формула C.39) дает рост плотности отрицательных ионов с ростом
тока разряда и плотности газа с выходом на насыщение.
Плотность тока с поверхности связана с плотностью частиц
обычным образом:
/_ = en-v-. (ЗАО)
Если в образовании отрицательных ионов преобладающую
роль играют поверхностные процессы, плотность тока эмиссии с
поверхности плазмы можно записать в виде
; 0,4en+VkTe/M /ср-
ехр [(пе (aeve) + ал+1 + л01 <а_ои__» d]
Здесь К—суммарный коэффициент, включающий в себя отраже-
отражение и распыление частиц; d— толщина слоя плазмы между эмитти-
рующей поверхностью и границей плазмы. Из выражения C.41)
видно, что наилучшее использование ионов возможно в том слу-
случае, если подэкспоненциальное выражение в знаменателе меньше
или примерно равно 1.
Значительные трудности возникают в системе отбора и уско-
ускорения отрицательных ионов. Это связано с тем, что такая система
является прекрасным стоком для электронов и, поскольку плот-
плотность тока электронов на несколько порядков выше плотности
тока ионов Н", в ускоряемых токах присутствует огромное число
электронов. В первых источниках соотношение токов электронов
и отрицательных ионов составляло 103 и более. Попытки умень-
уменьшить это соотношение привели к отбору ионов из областей с по-
пониженной плотностью электронов (дуоплазматроны со смещенным
отверстием эмиссии [103]). Наиболее хороших результатов уда-
удалось добиться, используя магнитное поле, направленное поперек
вытягивающей щели [104]. В лучших источниках такой конструк-
конструкции электронный ток сравним с ионным.
В системе отбора и ускорения происходит гибель отрицатель-
отрицательных ионов на молекулах нейтрального газа. Очень часто источ-
источники отрицательных ионов работают при давлении в разрядной
камере — 100 Па. При таком давлении в ускоряющем зазоре и
непосредственно вблизи него разрушается большое количество
ионов. Плотность нейтрального газа удается значительно умень-
уменьшить при большой плотности разряда, когда плазма становится
непрозрачной для нейтральных молекул. Второй возможный путь
уменьшения потерь — это работа при относительно малых давле-
давлениях, что становится возможным при напуске в разряд паров це-
цезия [92].
91

Значительный прогресс в понимании физических процессов,
происходящих в ионных источниках, позволил существенно улуч-
улучшить их параметры. В качестве примера рассмотрим работу источ-
источников двух типов: поверхностно-плазменного и дуоплазматрона.
Пучки отрицательных ионов с максимальным током получены в по-
А-А
Рис. 3.57. Источник отрицательных ионов водорода с разрядом в скрещенных
полях [105]:
1 — разрядная камера; 2, 3 — керамические изоляторы; 4 — поддержка катода; 5 — электро-
электромагнитный клапан; 6 — анодная вставка; 7 — канал для инжекций газа; 8 — верхний
анодный выступ; 9 — центральная катодная пластина; 10 — катодные боковые экраны; // —
нижний анодный выступ; 12 — ионный пучок; 13 — вытягивающий электрод; 14 — эмиссион-
эмиссионная щель; /5 — полюс магнита; 16 — ионный коллектор
верхностно-плазменных источниках с планотронной геометрией
разряда (рис. 3.57). Для увеличения выхода отрицательных ионов
в разрядную камеру подается цезий, попадающий далее на элек-
электроды и снижающий работу выхода. Положительные ионы гене-
генерируются в узком зазоре между катодом (эмиттером отрицатель-
отрицательных ионов) и анодом. Образовавшиеся положительные ионы по-
попадают на эмиттер и ускоряются в прикатодном слое. Ионы Н",
образовавшиеся на катоде, ускоряются в том же слое и сквозь
слой плазмы минимальной толщины поступают в систему отбора.
Большая скорость ионов уменьшает их потери при транспорти-
транспортировке через плазму.
В системе ускорения имеется магнитное поле, направленное
поперек эмиссионной щели. Это позволяет уменьшить поток элек-
электронов в десятки раз. Авторами получены пучки ионов Н- со
следующими параметрами: полный ток ионов до 1 А; плотность
тока в эмиссионной щели 3—5 А/см2; длительность пучка 1 мс.
Эти параметры достигнуты при токах разряда ~450 А и напря-
напряжении 100—120 В, давление в разрядной камере составляло
10—100 Па. Электронный ток примерно равен ионному. Близкие
результаты получены в Брукхейвене на подобном же источнике.
92

Из источников с образованием
Н~ в объеме плазмы большое рас-
распространение получили циклотрон-
циклотронные источники, разработанные Эй-
лерсом [106], и дуоплазматроны.
На рис. 3.58 приведена схема дуо-
плазматрона с кольцевым катодом
[103]. Такая конструкция позволя-
позволяет отделить область образования от-
отрицательных ионов (кольцевую ду-
дугу) от области их отбора (центр
кольца). В первой области соотно-
соотношение плотностей тока электронов
и тока отрицательных ионов поряд-
порядка нескольких тысяч. Во второй
области плотность электронного то-
тока падает, так как в эту область
электроны могут попасть только
благодаря диффузии поперек маг-
магнитного поля. Плотность отрица-
отрицательных ионов, на которые магнит-
магнитное поле влияет гораздо слабее, в
центре растет. В результате соот-
соотношение плотностей токов умень-
уменьшается до нескольких десятков
(рис. 3.59).
На источниках такого типа по-
получены пучки ионов с током до 60 мА при длительности импульса
1 мс. Ток разряда ~150 А при напряжении ~80 В. Давление в
разрядной камере ~100—200 Па.
Рис. 3.58. Источник отрица-
отрицательных ионов с трубчатым ду-
дуговым разрядом [103]:
/ — кольцевой катод; 2 — коллими-
рующий стержень; 3 — промежу-
промежуточный электрод; 4 — анодная встав-
вставка; 5 — анодный холодильник; б —
накладка, 7 — вытягивающий элек-
электрод
мА
?
300
200
100
Je,
75
50
25
Рис. 3.59. Распределение эмиссионной плотности отрицательных ионов (О) и
электронов (ф) по радиусу дугового разряда трубчатой структуры. Зависимости
сняты при различных токах через катушку электромагнита источника. Сплошные
кривые соответствуют /м = 1 А, пунктирные—/м = 0,2 А
93

Следует заметить, что применение цезия в качестве добавки
к водороду в случае образования ионов Н" в объеме плазмы также
существенно улучшает параметры источника. Так, в работе [92]
описан источник с полым катодом, создающий пучок ионов Н~
с током —100 мА при токе разряда 1,2 А. Ток сопутствующих
электронов находится на уровне 140 мА. Расход цезия 10~3 г/ч.
Источник работает стационарно. Последнее особенно важно, так
как существующие сейчас мощные поверхностно-плазменные ис-
источники работают в диапазоне 1 —10 мс и увеличение длитель-
длительности импульса в них—основная задача ближайших разработок.
ГЛАВА 4
ИОННО-АТОМНЫЙ ТРАКТ ИНЖЕКТОРА
Ионно-атомный тракт инжектора включает в себя все, что рас-
расположено между источником ионов и объемом установки, в кото-
которую производится инжекция. С помощью размещенных на этом
участке устройств производятся зарядовые преобразования частиц,
их ускорение или торможение, сепарация и диафрагмирование,
т. е. получение и окончательное формирование пучка быстрых ато-
атомов. Здесь же расположены и основные диагностические средства,
позволяющие контролировать рабочие параметры инжектора.
Цель данной главы — ввести читателя в круг проблем, подле-
подлежащих рассмотрению при построении ионно-атомного тракта, и
познакомить $го с некоторыми возможными путями решения этих
проблем.
§ 4.1. Расходимость ионного пучка с некомпенсированным
зарядом
В связи с наличием собственного объемного заряда ионный
пучок, распространяющийся в свободном пространстве, достаточно
быстро расходится. Оценить характерные величины, связанные
с этим процессом, можно на основе следующей простой задачи
[107].
Пусть имеется пучок однозарядных ионов массой М, распро-
распространяющийся вдоль оси г. Исходные его размеры в плоскости
z = 0: 2а — вдоль оси х и 26 — вдоль оси у. Примем, что а<^Ь и
длина пучка намного превышает минимальный поперечный размер.
Эти предположения дают возможность записать для такого лен-
ленточного пучка уравнение Пуассона в наиболее простом виде:
д2(р/дх2 = 4nj/vzy . - D.1)
где ф — электрический потенциал; vz — скорость ионов в пучке
вдоль оси 2; / — плотность тока в пучке.
Для оценок вполне допустимо считать, что плотность тока
равномерно распределена по поперечному сечению пучка. Тогда
/ = И^тУт. D.2)
94

Здесь / — полный ток пучка, а4и ут — текущие размеры пучка
по осям х и у. Считая, что вдоль оси у пучок практически не рас-
расходится, можно положить ут=Ь. Изменение размера пучка по
оси х найдем, вычислив траекторию движения «крайней частицы».
Эта частица движется в поле
Ех = nl/vzb,
D.3)
которое легко определить, интегрируя одномерное уравнение Пуас-
Пуассона D.1). Движение частицы, равномерное вдоль г, описывается
вдоль оси х уравнением
хт = enl/vbM, D.4)
где е — заряд иона. Если проинтегрировать D.4) с учетом началь-
начальных условий и принять во внимание, что z=vzt, то получим отно-
относительное приращение поперечного размера ленточного пучка при
движении вдоль оси z:
Axja = — {alb) (enl/Mvl) (z/aJ.
Имея в виду, что vz = BeU/M) u (ell— энергия частиц пучка),
можно переписать D.5), использовав такую характеристику пучка,
как первеанс:
Наконец, очень просто и наглядно выражение
D.7)
где
1/V.
— представляет собой расстояние, на
Таблица 4.1
Значения ZKp для различных плотнос-
плотностей тока пучка протонов
«Р ~~ 9я (I/4ab)
котором образовался'бы виртуальный анод в плоском потоке
положительных ионов плотностью, равной плотности тока инте-
интересующего нас пучка в сечении
? = 0. Эта величина служит хоро-
хорошим характерным размером: из
D.7) видно, что на расстоянии
2 = 3<гкр пучок удваивает свою
ширину.
В табл. 4.1 приведены зна-
значения гкр для различных ис-
исходных плотностей тока пучка
протонов при ускоряющих напря-
напряжениях 10 и 100 кВ.
Оценим потенциал, создавае-
создаваемый некомпенсированным объ-
объемным зарядом пучка. -Формула
для такой оценки получается
двойным интегрированием урав-
95
/, мА/см2
50
100
200
300
400
500
U =10 кВ
1,05
0,74
0,52
0,42
0,37
0,33
при
?7=100 кВ
5,8
4,1
2,9
2,36
2,05
1,83

нения D.1):
Ф™-™/"!1- D.8)
Для сечения 2=0, где хт = а, полученное выражение может
быть переписано в следующей удобной форме:
фт=4—и-
у la
Здесь ja — такая плотность тока, при которой введенная выше
характеристика zKP совпадает с половиной исходного поперечного
размера пучка, т. е. zKV = a. Видно, что при j = ja потенциал пучка
составляет — 0,22 f/, где U — разность потенциалов, с помощью
которой ускорялись частицы.
Здесь был рассмотрен пример одномерной расходимости лен-
ленточного пучка. Естественно, что получаемые численные результаты
будут отличаться, если придется учитывать расплывание пучка и
вдоль другой поперечной координаты. Такой учет необходим в
случае, когда несправедливо предположение а<с6. Понятие об
изменениях, вносимых неодномерностью расходимости, можно по-
получить, изучая также легко поддающийся анализу случай пучка
с круглым сечением [108, 109]. Однако, поскольку здесь не важны
точные результаты, мы лишь заметим, что оценки порядков инте-
интересующих нас величин практически не меняются.
§ 4.2. Транспортировка ионного пучка
Оценки, сделанные в предыдущем параграфе, свидетельствуют
о том, что транспортировка интенсивного ионного пучка в свобод-
свободном от внешних полей пространстве на сколько-нибудь значитель-
значительные расстояния (превышающие характерное 2кр) возможна лишь
при условии компенсации его объемного заряда с помощью заря-
зарядов противоположного знака. В пучке положительных ионов ком-
компенсация обычно осуществляется электронами, образующимися при
ионизации остаточного газа быстрыми частицами пучка, а также
за счет перезарядки последних (иногда употребляют специальные
эмиттеры электронов); объемный заряд отрицательных ионов ней-
нейтрализуется положительными ионами. Точной компенсации в реаль-
реальных условиях добиться весьма трудно. В пучке положительных
ионов этому препятствует тепловое движение электронов, вызы-
вызывающее некоторую недокомпенсацию; интенсивный пучок отрица-
отрицательных ионов достаточно легко оказывается перекомпенсирован-
перекомпенсированным [ПО]. Степень компенсации может изменяться, например,
из-за колебаний плотности ионного тока в пучке.
Если собственный пространственный заряд ионного пучка в
достаточной степени скомпенсирован, то на первый план может
выступить другой фактор, влияющий на расходимость, а именно
наличие у ионов хаотических «тепловых» скоростей, поперечных
по отношению к основному движению. Действие этого фактора ха-
96

ракТерно Тем, что Нарушается «оптичность» пучка, поэтому такую
«тепловую» расходимость нельзя преодолеть средствами ионной
оптики. Кроме того, этот фактор проявляется и в потоке быстрых
атомов, получающихся после перезарядки ионов на мишени.
В атомном пучке исчезает объемный заряд, и наличие поперечных
скоростей у частиц остается, по-видимому, единственным факто-
фактором, определяющим расходимость.
Приобретение частицами пучка поперечных «тепловых» скоро-
скоростей вызывается целым рядом причин. Например, уже при рож-
рождении в разряде ионного источника протоны получают некоторую
энергию, на несколько порядков превышающую энергию, соответ-
соответствующую температуре молекул водорода, являющихся исходным
материалом. В дальнейшем движение образовавшихся ионов в
квазистационарных электрических полях газового разряда в соче-
сочетании со столкновениями с молекулами нейтрального водорода
может внести свой вклад в формирование функции распределе-
распределения извлекаемых ионов по скоростям. Если в разряде раскачи-
раскачиваются колебания из-за плазменной неустойчивости того или иного
вида, то возникающие при этом осциллирующие электрические
поля также оказывают свое действие на ионы. С этими же коле-
колебаниями могут быть связаны и изменения условий на границе
плазмы (нестабильность границы), приводящие к увеличению
эффективного разброса по скоростям при вытягивании ионного
пучка.
При ионизации фонового газа в ионопроводе рождаются вто-
вторичные положительные ионы и электроны. Образуется вторичная
плазма, плотность которой в условиях интенсивного пучка с до-
достаточно большими поперечными размерами может значительно
превысить плотность быстрых частиц. Таким образом, возникает
пучково-плазменная система, которая, вообще говоря, может быть
неустойчивой. Колебания, возникающие в такой системе из-за
микронеустойчивостей [111], также приводят к изменению рас-
распределения частиц пучка, в частности к их рассеянию [112]. Осо-
Особенно плотное плазменное образование на пути пучка получается
при перезарядке его на парометаллической или газовой мишенях.
Следовательно, изучение вопросов, связанных с транспортиров-
транспортировкой интенсивных ионных пучков, требует, прежде всего, исследова-
исследования вторичной, ионно-пучковой, плазмы, образующейся в тракте.
Для подробного расчета параметров этого образования было бы
необходимо совместное решение кинетических уравнений для ионов
и электронов со столкновительными членами, учитывающими рож-
рождение вторичных частиц, и уравнения Пуассона. Граничные усло-
условия должны предусматривать учет процессов на стенках ионопро-
вода и на приемнике ионов. Совершенно ясно, что эта задача
в подобной постановке не может быть практически решена ни
одним из современных методов, включая численные. Поэтому все
существующие подходы к теоретическому описанию пучково-плаз-
менной системы заключаются в построении упрощенных моделей,
часто полуфеноменологических. Большинство экспериментальных
7 Зак. 223 97

работ, результаты которых используются для подкрепления теоре-
теоретических представлений, выполнено с весьма слаботочными (с точ-
точки зрения техники инжекторов) пучками, поэтому вполне аде-
адекватной картины явлений, происходящих в пучковом тракте мощ-
мощного инжектора, до настоящего времени нет. Однако некоторые
оценки, часто вполне достаточные для практических целей, могут
быть сделаны.
Пусть, например, имеется пучок быстрых положительных ионов.
Определим плотность образующейся в нем вторичной плазмы. Для
этого запишем уравнение для плотности вторичных ионов в пучке
в виде
dnjdt = vfa + vene — пг/тУх. D Л 0)
Здесь подразумеваются средние по пространству значения плот-
плотностей быстрых ионов ль вторичных ионов Пг и электронов пе.
Характерные частоты vi и ve образования вторичных ионов части-
частицами пучка и электронами определяются концентрацией фонового
газа в тракте л0, соответствующими сечениями ионообразования,
скоростью частиц пучка v\ и температурой или, точнее, средней
энергией электронов:
v1= <riiyz0; ve= (oleve)n0,
где (GeVe) —усредненная по скоростям электронов величина;
Тух — характерное время ухода вторичных ионов из пучка на
стенку, которое зависит от многих параметров и может опреде-
определяться такими процессами, как ускорение ионов квазистационар-
квазистационарным электрическим полем, выбрасывание их переменными полями
возможных колебаний и т. д. Однако если считать, что фигури-
фигурирующие в интересующих нас здесь процессах параметры меняются
во времени несущественно, то исследование уравнения D.10)
сильно упрощается. Имея в виду начальное условие л*|*=о = л*о,
записываем решение уравнения D.10) с учетом того, что п€жп\ +
Vyx — Ve П
D.11a)
n. = /^(vj. + ve)t + ni09 vt = vyx. D.116)
Здесь введено обозначение vyx=l/TyX. Из D.11) видно, что при
VyX>4ve, т. е. когда скорость ухода частиц превышает скорость
рождения их электронами, возможно стационарное состояние си-
системы по плотности вторичной плазмы, при этом из D.11а) имеем
^=Mv! + ve)/(vyx-vJ. D.12)
Если же Ve^VyX, т. е. скорость ионообразования определяется
электронами вторичной плазмы, то происходит непрерывный рост
плотности — линейный или экспоненциальный. Заметим, что сде-
98

ланные нами выводы не зависят от начальной плотности вторич-
вторичных ионов ni0 (с которой мы считаем верным предположение
о постоянстве v€ и vyx).
Пусть, например, имеется пучок протонов с плотностью тока
100 мА/см2 при энергии частиц 40 кэВ и с характерным поперечным
размером ~10 см. Плотность быстрых протонов в этих условиях
составит
п± « 0,1 -6,25-1018/B,8-108) « 2-10» см.
Пусть давление фонового газа (водорода) в тракте р=10~1 Па,
т. е. концентрация частиц по^З-1О13 см~3. Считаем, что электро-
электронам вторичной плазмы можно приписать некоторую температуру,
полагая их распределение по скоростям близким к максвеллов-
скому. Если принять эту температуру Те^7 эВ (что близко к ре-
реальным условиям, существующим во второй половине перезарядной
трубы инжектора), то (GeVe) ^3-10~9 см3/с (см. рис. 3.27).
Сечения образования ионов водорода пучком быстрых протонов
приведены на рис. 4.1. При энергии протонов 40 кэВ ajj«4,5X
хЮ~~16см2. Перечисленные данные позволяют оценить частоты
ионообразования, даваемые соотношениями D.10):
V!« 3,8 • 10е с; ve « 0,9 • 105 с.
Величину vyx, характеризующую быстроту ухода образовавшихся
медленных ионов из пучка, можно грубо оценить из следующих
соображений. Средняя скорость, с которой ионы вторичной плазмы
выходят на боковую стенку ионопровода, примерно равна скорости
ионного звука cs (см., например, [113]). Следовательно, усред-
усредненная по поперечному размеру системы скорость их движения
составит некоторую долю с8. Например, при равномерном увели-
увеличении скорости потока усредненная скорость
t^ «0X = 0,5-1,38-10е 1Л> , D.13)
где Т€ взята в электронвольтах, а ц —средняя масса медленных
ионов в единицах протонной массы: \i=Mi/M1?. В рассматривае-
рассматриваемом примере vt « 1,38-108 \f7 /21/1,5 = 1,5-10б см/с, поэтому vyx»
« 1,5* 106/10= 1,5-105 c~1>ve и должно установиться стационарное
состояние по плотности вторичной плазмы. Следует учесть, что
оценка у€ в данном случае может быть завышенной, так как из-за
конечной глубины потенциальной ямы в пучковой плазме может
отсутствовать или быть сильно обедненным «хвост» максвеллов-
ского распределения, что уменьшит вклад электронов в ионообра-
зование. Поскольку vi^>ve, выражение D.12) теперь записывается
в виде
п. = npjvyj;
и дает
ni«2.109.3,8.10e/(l,5.106) = 5-1010 см~3.
7* 99

О 10 20 40 60 80100 140 180 220 280 300 ?н$,КЗВ
О 10 20 40 60 80100140 180 ?н+,кэВ
6,1016
9
0
7
б
4
5
2
1
0
см'
1
1/
10 21
i i
\
> 40
-Н1
V
/
j
V
\
60 80
i i
+
\
\
\
100
I
140 ЕН|, кэ В
О 12 3 4 5 г,1О%н/с -
а
Рис. 4.1. Сечения образования ионов Hf (а) и протонов HJ*~ (б) в водороде
Оценим действие такого плазменного образования на пучок
протонов. Прежде всего подсчитаем средний угол рассеяния частиц
пучка из-за кулоновских столкновений с ионами плазмы. Для
*<^ts, где ts — время продольного замедления (см. [114]), имеем
9кул«У^7. DЛ4)
Здесь Td=Ts/2 — характерное время рассеяния. В свою очередь,
при рассеянии частиц сорта а на частицах сорта р
(*р). D.15)
100

где
простейшее время релаксации:
V2 (v
D.16)
Воспользовавшись выписанными формулами, получим для взятого
примера оценку угла рассеяния пучка протонов на водородной
плазме за счет кулоновских столкновений при прохождении рас-
расстояния 100 см:
10 20 40 60 80 100
н+, КЗ В
I I I I I I I III
10 20 40 60 80100 ПО 180 220 260300 Еи$,
I I I | П 1 I I I I
I I I | П 1 I I I I
10 20 40 60 80100140 180 240 ?н*,кзВ
— U
I
5 v,10c'см/с
протонами Н]^* и молекулярными ионами Н^" и
Расходимость ионного пучка может быть вызвана электриче-
электрическими полями, существующими во вторичной плазме. Оценить
влияние этого фактора можно, считая, что электроны вторичной
плазмы имеют больцмановское распределение (или весьма близ-
близкое к больцмановскому) в перпендикулярном к движению пучка
направлении [115]. Это приближение оказывается тем точнее, чем
лучше выполняется неравенство
de€L, D.17)
101

где L — поперечный размер системы, и чем дальше от боковых
стенок находится интересующая нас точка пространства; при этом
поле определяется формулой
*,. = —L_Li3t. D.18)
е пе дг
В рассматриваемом примере изменение плотности заряженных ча-
частиц вблизи границы пучка по порядку величины равно плотности
быстрых ионов. Поэтому оценка поля на границе пучка дает
Е±ъ— -^-«З-Ю-2 В/см.
е пег
Считая, что быстрый ион, обозначающий эту границу, движется
по тракту в постоянном поперечном поле, получим угол расходи-
расходимости, приобретаемый пучком после прохождения им расстоя-
расстояния /:
Q^eEl/2&x^4'l0~b рад при /= 100 см. D.19)
Как уже отмечалось выше, пучок быстрых ионов, проходя через
плазму, может возбуждать колебания. Причем если Ге<СГг-, то
могут раскачиваться ионно-звуковые колебания [111], способные
заметно изменять распределение ионов первичного пучка. Условие
развития ионно-звуковой неустойчивости для ситуации, когда плот-
плотность частиц пучка много меньше плотности плазмы, можно запи-
записать в виде [112]
^s/[l+(n1/npIA], D.20)
где v — скорость ионов пучка; 0 — угол между направлением дви-
движения пучка и волновым вектором колебаний k;cs »"]/TJM —ско-
—скорость ионного звука. Из D.14) видно, что при скорости пучка на-
намного большей скорости ионного звука (а это характерно для
высокоэнергетичных пучков в инжекторах), возбуждаются волны,
распространяющиеся почти перпендикулярно к движению пучка
(cosGd), при этом частота колебаний
со = (ор,[1 + 1/(Ы,JГ1/2, D.21)
максимальный инкремент
y*m**vpi(rh/np)lf: D-22)
Влияние возбуждения ионно-звуковых волн на распределение
ионов пучка изучалось теоретически в квазилинейном приближении
в ряде работ и описано, например, в [112]. Для нас интересен сле-
следующий вывод: при vjcs> 10 взаимодействие пучка быстрых ионов
с возбуждаемыми им в плазме ионно-звуковыми волнами носит
характер рассеяния ионов пучка на колебаниях, причем средний
угол рассеяния может быть рассчитан по формуле
0 = (cjvj УE/А)(пх/пр) ®pit. D.23)
102

Формулой D.23) можно пользоваться до V\/cs = 3. При даль-
дальнейшем уменьшении этого отношения разброс по поперечным ско-
скоростям сравним с разбросом по продольным скоростям, и уже
нельзя пренебрегать торможением пучка. Необходимо отметить,
что исследование [112] справедливо, строго говоря, для простран-
пространственно неограниченной системы. Однако если волны не выносятся
из системы раньше, чем уходят возбуждающие их частицы, т. е.
выполняется условие
Uc8>L/vv D.24)
где /j_ и L — поперечный и продольный размеры пучка, то форму-
формула D.16) вполне годится для оценочных расчетов. Воспользуемся
ею, чтобы определить средний угол рассеяния пучка протонов с
энергией 40 кэВ с /j_«10 см на длине L=\ м при плотности вто-
вторичной плазмы Пр = 5-1010 см~3 и Те=7 эВ. В интересующих нас
условиях cs~106 см/с, т. е. неравенство D.24) выполнено:
10/106> 100/2-108.
Величина Хж15. Учитывая, что tM3n<c = L/vi и cop;= 1,32-103 С,
имеем
1°6 /"к-2.10». 1,32.10». 1,8.10». Юа _ in_a
15.7.109.2,8-108
Из сравнения трех факторов, вызывающих расходимость ионно-
ионного пучка в выбранном конкретном случае, видно, что в компенси-
компенсированном ионном потоке наиболее сильно рассеивают частицы ион-
но-звуковые колебания. Следующим по воздействию на расходи-
расходимость пучка фактором является радиальное электрическое поле,
возникающее из-за «нагретости» электронов. И, наконец, слабее
всего в условиях инжектора рассеивают ионный пучок кулоновские
ион-ионные столкновения.
Следует заметить, что, организуя перезарядную мишень воз-
возможно ближе к источнику и увеличивая ее плотность, можно пере-
перезарядить пучок раньше, чем ионы успеют заметно рассеяться на
ионно-звуковых волнах.
§ 4.3. Перезарядка ионных пучков
Рассмотренные в гл. 2 схемы получения пучков быстрых ато-
атомов водорода основаны на перезарядке ионных потоков на газовых
или парометаллических мишенях.
Широко распространена схема с перезарядкой положительных
ионов водорода на собственном газе. Идея такой схемы проста:
получить из ионного источника пучок протонов и переработать их
с помощью равновесной водородной мишени в атомы той же энер-
энергии. Однако дело осложняется тем, что в разрядной камере ионно-
ионного источника вместе с атомарными ионами Hi+ образуются моле-
молекулярные ионы Н2+ и Н3+, которые также входят в состав форми-
103

руемого пучка. В мишени наряду с перезарядкой ионов Hi+ идут
процессы диссоциации молекулярных ионов, приводящие к появле-
появлению в нейтральном пучке водородных молекул Н2° с энергией
2?о/3 и атомов с энергиями Е0/2 и Е0/3 (Ео — основная энергия,
приобретаемая ионами в ускоряющем зазоре источника). Соотно-
Соотношение между компонентами определяет условия захвата пучка,
инжектируемого в термоядерную установку, и в конечном счете
вносимую в плазму мощность. Знание энергетического спектра
инжектируемых частиц важно также и для правильного понимания
кинетики пучково-плазменной системы, образующейся в установке.
Состав нейтрального пучка, инжектируемого в установку, опре-
определяется двумя факторами: компонентным составом ионного пуч-
пучка, извлекаемого из источника, и толщиной перезарядной мишени.
Ниже описывается влияние второго фактора. На основе известных
сечений элементарных процессов проведены расчеты прохождения
водородного пучка через водородную мишень в широком диапазоне
энергий. Полученные результаты могут служить справочным мате-
материалом при расчетах инжекторов.
На выходе из ионного источника в первичном пучке имеются
три вида ионов водорода Hf, Hi и Нз~с энергией Ео. При их взаи-
взаимодействии с мишенью, состоящей из молекулярного водорода,
имеют место следующие элементарные процессы:
1
Н^-*Нз -ьог21===Gн0
2
2Н? --н <т22
2Hf ч- ст24
Экспериментально определяемые сечения образования ионов
и атомов Н? из ионов Hf являются комбинациями сечений
ан0 (Hf) - 2а22 + <т23; V- №) = 2а24 + о^
Сечение потери ионов Uf определяется как сумма сечений
*.=2 ff« e т [2ан°(Ht)+ано №)+v(Ht)]
Н2 + Hi -г- сг32
Hf + Н? + а33
104

112 -f- ill ~r" U34
ЗН? Ч- 035
2Hj -f Hi -5- cr36
^iii -f hi -s- ^37
ЗН^ Ч- a38
a (Ht) = a31 + a32; a (Ht) = a33 + a34;
H2 H2
aHo (Нз) = ^3i + азз + 3a35 + 2a36 + a37;
i
Сечение потери ионов Ht:
(т34 + стзв + 2ct37 -I- 3<r38.
= Y [2<тн+ (Hf) + 2aH^_ (Ht) + <хн? (Ht) + ан+ (Ht)J
Кроме этих превращений первичных частиц идут процессы с
производными компонентами. Для заряженных частии Ht" и Hf
схемы остаются прежними, меняются лишь энергии (?о/2, ?0/3 для
Н| и2/3?0ДЛяН^)> а для нейтральных Н? (Ео, Е0/2, Е0/3) и Н^*
(Ео> 2/3Е0) надо учесть дополнительно следующие возможности:
H+^a»
•'гз
2Н]*-ч-а24
,« (Нг) = 2a22 + °2з; о , (H2) = 2a24
*i Hi
Сечение потери быстрых молекул H°:
^ = 2 А = \ \2о^ (Hi) + он, (Н5)
Сечения для водородной мишени, соответствующие выписанным
схемам [116, 117], приведены на рис. 4.2, 4.3. Следует отметить,
что в то время как большинство использованных здесь сечений
подробно измерено и хорошо представлено в указанных выше ра-
105

ботах, сечение образования быстрого атома при столкновении бы-
быстрой молекулы водорода с молекулой мишени известно лишь в
одной точке — при энергии налетающей частицы 10 кэВ оно состав-
составляет 2,4-10~16 см2 (см. рис. 4.2). Используя эту точку в качестве
Рис. 4.2. Сечения образования быстрых
частиц Н? из Н+, Н+, Н°; Н+ из Н° ,
Н+, Н°; Н° из Н+ и Н+ из Н° в водород-
водородной мишени
опорной, мы предположили, что в соответствии со схемами процес-
процессов образования ионов H"f и атомов Hi из быстрыхН2 и Н2
кривая зависимости сечения о 0 (Н^) от энергии ведет себя так
Hi
же, как и для a
<
. С учетом этого предположения, исполь-
зуя кривые рис. 4.2 и 4.3, рассчитаны сечения потерь ионов Н{ ,
Hf и молекул Н° в зависимости от их энергии (рис. 4.4).
0,1
?,кзВ
-16 2—
CM
$
6
2
0
I
\
^ A
у I
f
.0
\
^-^
\
\
\
^
V
\
ч
\
s
—
\
A
06,
Рис. 4.3. Сечения образования Hj ,
Н^", Hg, H^" из Н^ в водородной ми-
мишени
10°
Рис. 4.4. Сечения потерь ио-
нов Н+ (on), Ht(o2), H^(a8)
и молекул н!! @*2) в водород-
водородной мишени
Уравнения, описывающие изменения компонентного состава
пучка в зависимости от толщины мишени, выглядят следующим
образом:
D.25)
106

D.26)
A/2)
a
'¦ (t) "„» К D)] - * (-J-
D.29)
D.30)
A/3)
X
D.31)
х
X
t)
D.32)
D.33)
B/3)
dn
D.34)
D.35)
107

Уравнения D.25) — D.35) содержат три независимые системы:
D.25) —D.26), D.27) —D.30), D.31) —D.35), каждая из которых
описывает изменение интенсивности одной из исходных компонент
ионного пучка (Н*, Нг" и Нз~) и продуктов ее взаимодействия с
мишенью. Здесь if, if, if, /?, /2 — интенсивности потоков ионов
и атомов Hf, H2", Н3", Н?, Нг основной энергии Ео. Если при
этих обозначениях стоят A/2), B/3), A/3), то они относятся к по-
потокам частиц с энергиями Уг^о» 2/з?<ь 1зЕ0. Толщина мишени
я = J n(x)dx = <я/), где п(х) —концентрация газа в мишени; / —
длина пути вдоль оси пучка.
10
70"
¦
//
/
л
< I
-———
hJ(V
нГ
\
\
г)
N
&
X
\
s
1

\
\
\
10е ^
ю~
10'
¦у
/
у
/X
/
/
||+
л
у
У
^—
л
—^
—ч
\-
>
^" Н1A
ft)
Л
ч\
V
1/5
V
\
'101
Рис. 4.5. Изменение компонентного состава водородного пучка в водородной
мишени при ?о = 5 кэВ для исходных HJ*~ и Н^" (а) и для Н^" (б)
10
10ю Ю16 п1,см'2
F
10*
10
/
/
/
А
у
г
И
V
у
У^
\
к
х
\
\
1
1
/Л
/5)
\ U fO/2\
\
ц
\
/О7'
Рис. 4.6. То же, что на рис. 4.5, при ?0=20 кзВ
108

10°
to
10
-7
у
у
Уж
рая
/
/
Яш
J
>
Ч
>
<
\
Н2
\
\
к
Л
Н A/2)
о
н,+
„0
V
V \
12)
п15
пЩ.
Рис. 4.7. То же, что на рис. 4.5, при ?о=14О кэВ
10°
If*
¦LL—
——»
/
/
/
'и"
Н2
У
щ
\
\
^^
\
у ^
V
\
55S
1O1S „
ю%снг
| /л
г

Рис. 4.8. То же, что на рис. 4.5, при ?10=80 кэВ
F
10°
/G"
'0"
egg
А (г
//
/
12)
/а
/
Г
\
ш •штттв
'^
Е=55
;
\
¦»!
\
\\
1л
SSS
Si
/(Г
Ююп1,онг Ь]1
F
10°
Ж1
н
У
У
—
У
У
/ /
к"
У
'з+—
н?(ф)
У
——->
>
\
L
J
\
\\
Рис. 4.9. То же, что на рис. 4.5, при ?0= 120 кэВ
109

Для удобства потоки, входящие в уравнения, были пронорми-
пронормированы на начальный поток соответствующей исходной компонен-
компоненты. Вид уравнений при этом, естественно, не изменился, лишь вме-
вместо /к введены новые переменные Fk = Ik(ti)/Ik(Q), представляющие
собой фракции соответствующих компонент. Выписанные выше и
?
0,6
?
ол
\
\
\
\
\
\
10
100 ?,кзВ
Рис. 4.10. Зависимость равновесного
выхода быстрых атомов водорода на
водородной мишени от энергии
Ю~16ш
10'
101
10
2
у
У
/
/
i
к
ч
\
\
V
v
ч
ч
1 2
5" 10 20 50 100 ?„-,кэВ
Рис. 4.11. Сечения перезарядки (од-
(однократной и двойной) положитель-
положительных ионов дейтерия на натриевой
мишени
пронормированные системы уравнений проинтегрированы численно
с начальными условиями Ff= I, Ff= 1, ^з~=1 при различных зна-
значениях энергии исходных компонент. Результаты вычислений пред-
представлены на рис. 4.5—4.9. Обращает на себя внимание наличие в
пучках с энергиями 40 кэВ значительного количества быстрых мо-
молекул водорода с энергиями Ео и 2/з?о при толщинах мишени
ги
10
8
в
—"к^**
S л
\
— ч
гг
ч
\\
RbW
1
'МО
ц
Рис. 4.12. Равновесный выход от-
отрицательных ионов дейтерия на раз-
разных мишенях:
? г
110

вплоть до я^1-1016 см~2. Процесс диссоциации этих молекул, яв-
являясь источником протонов и атомов с энергиями Е0/2 и ?0/3, за-
затягивает установление равновесия между протонной и атомной
компонентами пучка. В связи с этим даже для сравнительно низ-
низких начальных энергий (Е0<\0 кэВ) близкий к равновесному (95%
F°{ |я-м» ) выход атомов с энергиями Е0/2 и Е0/3 достигается прак-
практически при тех же толщинах мишени (я>2-1016 см~2), что и для
?о^ЮО кэВ. Отмеченный факт может, в частности, сказаться на
интерпретации результатов измерений компонентного состава пуч-
пучка с энергией до 40—50 кэВ, извлекаемого из источника, если эти
измерения проводятся после прохождения пучком мишени толщи-
толщиной @,5—5) -1015 см~2. На рис. 4.10 приведена зависимость от энер-
энергии равновесного выхода быстрых атомов на водородной мишени.
Аналогичного полного набора сечений для дейтериевого пучка
в дейтериевой мишени в литературе нет. Представляется правдопо-
правдоподобным, что приведенные здесь результаты можно использовать и
для дейтерия при изменении масштаба по энергии в два раза.
При получении отрицательных ионов методом двойной переза-
перезарядки применяются мишени из паров щелочных и щелочноземель-
щелочноземельных металлов. Сечение двойной перезарядки (рис. 4.11) много мень-
меньше сечения ^перезарядки с захватом лишь одного электрона. По-
Поэтому в мишени быстрые положительные ионы гораздо скорее пе-
перерабатываются в нейтральные атомы, чем в отрицательные ионы,
и выход последних зависит от сечения захвата электрона нейт-
нейтральным атомом. К сожалению, надежные данные по таким сече-
сечениям в литературе отсутствуют, поэтому при конкретных расчетах
следует руководствоваться кривыми равновесного выхода атомов
и ионов из той или иной мишени (рис. 4.12).
В инжекторах обычно применяют парометаллические мишени в
виде сверхзвуковых струй, что резко уменьшает вынос паров из
области мишени. Кроме того, такая струя обладает свойствами ва-
вакуумного затвора, что позволяет лучше организовать дифферен-
дифференциальную откачку газа. Конкретный пример конструкционной схе-
схемы перезарядного устройства на основе сверхзвуковой натриевой
струи рассмотрен в гл. 6.
§ 4.4. Расчет прохождения нейтрального пучка
по тракту инжектора
При движении пучка по тракту инжектора одной из основных
его характеристик является профиль, т. е. распределение плотности
тока по сечению пучка на любом расстоянии от источника г. По-
Поскольку пучок нейтральных атомов получается вследствие переза-
перезарядки ионного пучка практически сразу за источником, а далее
атомы движутся прямолинейно, то профиль пучка на любом z оп-
определяется сложением профилей элементарных пучков, выходящих
из каждого элемента эмиттера и характеризующихся некоторым
распределением по углу.
111

Рассмотрим, например, профиль пучка в направлении поперёк
щелей j(y, г), предполагая сначала, что вдоль щелей пучок не
расходится. Как следует из экспериментов, распределение по уг-
углам пучка, выходящего из одной щели ИОС, близко к гауссову,
т. е. /(Эх) = Сехр(—0i/9io)- Если бы источник был однощеле-
вым, то профиль пучка при движении вдоль z оставался бы гаус-
гауссовым, а ширина пучка возрастала бы пропорционально г. Одна-
ОднаРис. 4.13. Схема расчета профиля пучка
ко в случае многощелевых ИОС при большом начальном размере
пучка (расстояние между крайними щелями 2h±o) его профиль
существенно отличается от гауссова, особенно на расстояниях
меньших, чем г«Лхо/0хо(где 0хо измеряется в радианах). Посколь-
Поскольку расстояние между щелями в ИОС много меньше интересующих
нас 2, предположим, что мы имеем непрерывный эмиттер — ftj_o<
^Уо^НхоуУ которого из каждого элемента dyQ с координатой уо
выходит перпендикулярно к нему элементарный пучок с не зави-
зависящей от уо плотностью jo и с гауссовым распределением по углу
(рис. 4.13). Тогда на элемент dy с координатой уу находящийся на
расстоянии z от эмиттера, приходит ток
где Эх=(#—yo)lz\ dQx—dy/z. Поскольку dj(y, z)~dl/dyy то инте-
интегрирование по длине эмиттера в пределах (—h±o, h±o) дает вы-
выражение
/, г),
D.36)
j
v У 2
где Г, ,2 = —
в,
, Полученный интеграл является табулиро-
ванной функцией. На рис. 4Л4 показано изменение распределения
Цу) с увеличением расстояния от источника для случая 2Лхо —
= 18 см, ех0=±2,5°.
112

Если учесть расходимость пучка в направлении вдоль щелей с
углом б || о, то распределение плотности тока по сечению пучка
описывается выражением
/ (х, у, z) = /ОФХ (у, 2) Ф|| (х, г). D.37)
Здесь Фц (х, г) дается интегралом, аналогичным D.36), но с пре-
интегрированияХ! ,2 =— —, где h ц 0- половина длины
делами
щели.
'II о
0,9
0,8
о/
0,6
0,5
0,4
?
0,2
0.1
\ I
\
i
\
1
10
20 30 40 50 60 70 л, см ~
Рис. 4.14. Изменение профиля пучка с увеличением расстояния от источника
ИБМ-5
Доля пучка, проходящего через прямоугольную диафрагму раз-
размером 2#_1_Х2#ц,
/о
= F±(h±0, е±0, г,
-я,,
о, в „о, г, Я„),
g Зак. 223
D.38)
ИЗ

0,9
0,8
V
0,5
0,5
0,4
V
V
\
s
\
\
\
\
ч
ч
\
4
\
>
4
4
s
1—,
///V
5
50
100 150 200 60z/h0
Рис. 4.15. Зависимость доли пучка
FK, проходящего через диафрагму, от
параметра 9o2//io Для различных зна-
значений относительного размера ди-
диафрагмы H/h0
т. е. равна произведению двух
долей /v Пользуясь кривыми
рис. 4.15 и зная начальные раз-
размеры пучка, его углы расходимо-
расходимости и размеры диафрагм в на-
направлениях вдоль и поперек ще-
щелей ИОС, можно определять как
долю прошедшего пучка, так и
его потери 1—^.l^h на стенках
диафрагм на различных расстоя-
расстояниях от источника или на стен-
стенках атомопровода длиной La=
( \\
Если ось пучка смещена отно-
относительно центра диафрагмы, на-
например, в направлении поперек
щелей ИОС на расстояние A#j_ > то доля проходящего через диа-
диафрагму пучка равна полусумме долей пучка, проходящего через
диафрагмы размерами BН±—Л#_О и 2(Н±+АН±).
§ 4.5. Сепарация пучков. Рекуперация энергии ионов
Полученный после перезарядной мишени поток атомов должей
быть очищен от неперезарядившихся ионов, при этом для повыше-
повышения энергетического к. п. д. желательно, а в случае непрерывно ра-
работающих инжекторов высокоэнергетических пучков (например, в
двухкомпонентном реакторе) просто необходимо рекуперировать
энергию этих ионов.
В сравнительно небольших экспериментальных установках не-
перезарядившиеся ионы можно выводить из атомного пучка с по-
помощью рассеянного магнитного поля самой установки, как, напри-
например, в инжекторах токамака Т-11. Импульс инжекции в этой ма-
машине недлинный (~20 мс), вопросы экономичности инжекционной
системы заметной роли не играют, поэтому о рекуперации энергии
неперезарядившихся частиц можно не заботиться. Нужно лишь
предусмотреть, куда принять отклоненные ионы и как откачать
образующийся при их попадании на приемник (или просто на оп-
определенный участок стенки) газ.
В достаточно больших машинах, например в Т-10М, или в де-
демонстрационном реакторе с зажиганием, где длительность импуль-
импульса инжекции составит 1—2 с, необходимо принять отклоненные
пучки на специальные приемники. Поэтому нужны специальные от-
отклоняющие магниты, рассчитанные на выведение ионов в опреде-
определенное место и обеспечивающие некоторую дефокусировку их по-
потока для уменьшения плотности тепловой нагрузки на приемник.
Организация теплоотвода с поверхности приемников при столь вы-
высокой удельной тепловой нагрузке (до 10 кВт/см2) сама по себе
114

Г:
iUT
является весьма сложной задачей. Делаются попытки ее решить
посредством уменьшения плотности потока, падающего на поверх-
поверхность приемника, которая расположена под углом к падающему
пучку. Можно использовать сильное размытие ионного потока соб-
собственным объемным зарядом при отсосе из него компенсирующих
электронов, организуемом с помощью подачи на приемник сравни-
сравнительно небольшого положительного потенциала. Наиболее карди-
кардинально задача поглощения отклоненного ионного пучка решается
с использованием в качестве приемника электростатического реку-
рекуператора энергии ионов. Такой ре-
рекуператор может представлять со-
собой систему электродов, с помощью
которой создается потенциальный
рельеф, обеспечивающий торможе-
торможение ионов и предотвращающий ус-
ускорение вторичных электронов. По-
гок вторичных электронов может
подавляться также и магнитным
полем.
Весьма привлекательным реше-
решением задачи очистки атомного пуч-
пучка с одновременной рекуперацией
энергии ионов является так назы-
называемый пролетный рекуператор. Это
система электродов, расположенных
вокруг пучка сразу после переза-
перезарядной мишени. С их помощью не-
перезарядившиеся ионы выводятся
из пучка и тормозятся, при этом
атомы свободно проходят через ре-
рекуператор.
Основная идея электростатического рекуператора с нескомпен-
сированным объемным зарядом ионного пучка в рабочей области
и некоторые проблемы, возникающие при его разработке, иллюст-
иллюстрируются следующим простым примером (рис. 4.16). Поток поло-
положительных ионов, уже отделенный от атомного пучка поворотным
магнитом, попадает во входную апертуру рекуператора. Энергия
ионов ?0; объемный заряд компенсирован электронами, среднюю
энергию которых в направлении движения ионов можно характери-
характеризовать температурой Те. Рекуператор состоит из двух сеток и кол-
коллектора. Распределение потенциалов на этих электродах ясно из
рис. 4.14: первая сетка заземлена, на вторую подан отрицательный
потенциал ф2, такой, чтобы можно было с гарантией отсечь ком-
компенсирующие электроны (|вф2| ^>Ге), а коллектор находится под
большим положительным потенциалом фк. Рабочая область реку-
рекуператора фактически представляет собой обращенный плоский
диод, поэтому если обозначить /кр плотность ионного тока пучка,
входящего в рекуператор, при которой в области коллектора обра-
образуется виртуальный анод в случае ($ц = Ео/е, то ее можно оценить
8* 115
Рис. 4.16. Схема простейшего
сеточного электростатического
рекуператора

из «закона 3/2» Ленгмюра:
причем для оценки можно положить a^df где d — расстояние меж-
между второй сеткой и коллектором. Рабочая плотность тока должна
быть меньше критической, причем для достижения устойчивой ра-
работы устройства желательно, чтобы выполнялось условие
где Д? — разброс ионов в пучке по энергиям. Это требование пре-
препятствует достижению 100% -ного отбора энергии от пучка электри-
электрическим полем. К. п. д. может быть подсчитан по формуле
D.41)
В реальных условиях он меньше, что вызвано конечной прозрач-
прозрачностью сеток и паразитными потоками, возникающими из-за вто-
вторичной ион-электронной эмиссии со второй, запирающей, сетки и
из-за ионизации газа внутри рабочей области рекуператора. Пре-
Предельная прозрачность определяется как размерами элементов сет-
сетки, которые выбираются из конструктивных соображений, так и
допустимыми расстояниями между этими элементами, ограничи-
ограничиваемыми необходимостью создания удовлетворительного потенци-
потенциального рельефа. Если выбором специальной формы и расположе-
расположением элементов конструкции сделать пренебрежимыми потери
энергии на ускорение вторичноэмиссионных электронов, а рожде-
рождение электронов из-за ионизации газа в рабочем объеме свести к
минимуму организацией мощной откачки сквозь выполненный в
виде жалюзи коллектор, то верхняя оценка к. п. д. системы выгля-
выглядит так:
Прек = #пРефк/?о> D.42)
где /Спр — коэффициент прозрачности, который вряд ли может быть
больше 0,6—0,7. Ясны и недостатки такой простой схемы рекупе-
рекуператора: она не полностью решает задачу утилизации энергии (не
намного меньший к. п. д. можно получить просто с использованием
теплового цикла) и не снимает проблемы теплоотвода при большой
удельной тепловой нагрузке элементов конструкции первой сетки.
Схема, представленная на рис. 4.17, позволяет обойти отмечен-
отмеченные выше трудности. Во-первых, в ней нет сеток, что обеспечивает
почти идеальную прозрачность (в принципе можно говорить о не-
некоторой доле сильно рассеянных ионов, попадающих на заземлен-
заземленный или запирающий электрод). Во-вторых, в отличие от преды-
предыдущей схемы в ней используется неплоская геометрия, и пучок
здесь должен существенно расходиться под действием собственно-
собственного пространственного заряда, довольно резко уменьшая плотность
потока. Форма электрода, служащего для запирания электронов,
повторяет форму огибающей нескомпенсированного расходящегося
пучка (см. § 4.1). Далее расположен коллектор, через который от-
116

качиваются большие потоки газа, образующегося при нейтрализа-
нейтрализации падающих ионов. Дополнительная трудность, присущая такой
схеме рекуператора, — необходимость подачи довольно большого
отрицательного потенциала на запирающий электрод. Это нужно
для того, чтобы при большой проходной апертуре запереть элек-
электроны по всему сечению пучка вплоть до оси. Однако достигаемый
здесь к. п. д. может быть весьма вы-
высоким — при моноэнергетическом
пучке он стремится к значению,
даваемому выражением D.41). Вы-
Высокие тепловые нагрузки на элемен-
элементы конструкции в трехэлектродном
бессеточном рекуператоре полно-
полностью отсутствуют.
По аналогичной схеме может
быть построен и пролетный рекупе-
рекуператор (рис. 4.18). Его следует рас-
располагать сразу за нейтрализатором,
в котором происходит перезарядка
ионного пучка. При этом в аперту-
апертуру устройства влетают не только
ионы, но и атомы; последние
движение, и для их свободного пропускания изменена форма кол-
коллектора, обеспечивающая, однако, перехват практически всего ион-
ионного пучка. Кроме того, добавлен еще один запирающий электрод,
чтобы не допустить на коллектор электроны из вторичной плазмы,
образуемой атомным пучком в эквипотенциальном пространстве
за рекуператором. Разумеется, требования к откачке в пролетном
рекуператоре еще более высоки, что вызвано необходимостью ми-
минимизировать потери быстрых атомов.
Рис. 4.17. Схема трехэлектрод-
ного бессеточного рекуператора
сохраняют прямолинейное
Рис. 4.18. Схема пролетного рекупера-
рекуператора энергии ионного пучка
Рис. 4.19. Пролетный рекуператор
с магнитным запиранием элекг-
роноз
В принципе, в двух последних схемах можно избежать введения
запирающего электрода с высоким отрицательным потенциалом,
если в области входной апертуры организовать поперечное магнит-
магнитное поле, достаточно сильное, чтобы замагнитить электроны ком-
компенсации, но не оказывающее существенного воздействия на ионы
высокой энергии (рис. 4.19).
117

Если рекуператор, принимающий ионный пучок, отклоненный
магнитом, может быть рассчитан на одну энергетическую компо-
компоненту (так как с помощью того же магнита ионы разных энергий
могут быть разделены), то в пролетном рекуператоре, как правило,
имеется набор атомарных ионов водорода трех энергий:
Ео, 72^0, ЧгЕо, а также молекулярные ионы Н2+ с энергией Ео и
2/зЕ0 (см. § 4.3). Поэтому одноколлекторная схема не обеспечит
Рис. 4.20. Система скошенных диафрагм с постоянным тормозящим полем (а)
и траектории ионов в ней (б) [118]
достаточно высокого к. п. д. устройства. Для увеличения эффек-
эффективности отбора энергии от многокомпонентного пучка следует
предусмотреть систему коллекторов, находящихся под различными
потенциалами. Например, в работе [118] рассмотрен такой много-
многоэлектродный рекуператор, рассчитанный на отбор энергии от до-
достаточно тонкого (по отношению к длине устройства) пучка, дей-
действием объемного заряда в котором можно пренебречь. В связи с
этим последним обстоятельством для выведения тормозящихся
ионов в сторону от оси применена система скошенных диафрагм,
дающая наряду с тормозящим полем составляющую, перпендику-
перпендикулярную к направлению движения пучка (рис. 4.20). В общих чер-
чертах конфигурация прибора напоминает рассмотренные ранее: так
же вслед за первым, заземленным, электродом идет запирающий,
препятствующий проникновению электронов, а далее следует кол-
коллекторная часть. Главное отличие данной схемы — целая система
коллекторов с распределением потенциала вдоль оси пучка. Ионы,
имеющие сравнительно небольшую энергию, тормозятся раньше и
перехватываются ближайшими диафрагмами-коллекторами; более
высокоэнергетичные проникают глубже и выводятся на располо-
расположенные там электроды, К. п. д. такого рекуператора для бесконеч-
118

ного нерасходящегося пучка при условии tgp =
вычислен из соотношения
— 1 — t
tga может быть
D.43)
где g _ (xfxlxf) sin2 a (у —скорость частиц на входе в систему; vx —
составляющая скорости, перпендикулярная к полю Е; « —У^л
скоса диафрагм; р-угол среза по вершинам парабол (см.
рис 42о!б) Например, при а = 0,1 рад п~0,99, если Диафрагмы
Расположены достаточно часто. В более реальном случае, когда
?учок иТеет конечный поперечный размер d и угол его расходимо-
расходимости 6 хотя и мал, но отличен от нуля, оптимальный к. п. д. L118J
= 1_е-1/й. D-44)
Здесь коэффициент х учитывает распределение плотности тока по
сечению пучка В ча/тности, для равномерного распределения
х< 0,5. Взяв, например 6 = 0,07 и х = 0,5, получим т]рек = 0,95, т. е.
достаточно высокий к. п. д.
л*) /л(+)
80
Рис. 4.21. Зависимость эффектив-
эффективности преобразования для систе-
системы скошенных диафрагм от энер-
энергии ионов [118]
// Г
Рис. 4.22. Конфигурация рекупера-
рекуператора трехкомпонентного пучка с
частичными энергиями
Экспериментальное исследование, проведенное с помощью уст-
формуле
1+Е0/е
D.45)
(где /ft-ток на Jfe-й электрод; щ - потенциал ^'г0 ^^^^/4 21
полный ион ^ „'„д^, msn Ппрнкя по Формуле
(см.
ЕаГаГс«^Р^ГЛНГ«„^^
кпд при энергии ниже 2 кэВ, по-видимому, связано с ухудше-
ухудшением сформированности пучка.
, 119

При проектировании рекуператора для отбора энергии от мощ-
мощного, интенсивного пучка в инжекторе термоядерной установки
принципиально важен учет объемного заряда тормозящихся ионов.
Этот фактор как раз и предполагается использовать для сообще-
сообщения частицам движения, перпендикулярного к оси тракта, что уже
отмечалось выше. Примерная конфигурация устройства, преду-
предусматривающего прием пучка с тремя энергетическими компонента-
компонентами, приведена на рис. 4.22.
Рассмотренные схемы рекуператоров имеют общий принцип
работы — электростатическое торможение ионов с полностью не-
скомпенсированным объемным зарядом. В литературе обсуждают-
обсуждаются предложения по организации прямого преобразования энергии
ионных пучков на основе систем с компенсированным объемным
зарядом [119, 120]. Главная идея — создание тормозящего элек-
электрического поля в плазме с замагниченными электронами. По су-
сути дела все предлагаемые рекуператоры такого рода являются об-
обращенными плазменными ускорителями. Следует заметить, что
хотя плазменные ускорители довольно давно и подробно изучаются
(см., например, [121]), эксперименты по торможению интенсивных
ионных пучков в подобных системах практически отсутствуют.
§ 4.6. Доускорение отрицательных ионов
электронвольт, оптимальных
в-
В инжекторах, использующих отрицательные ионы, существует
проблема доускорения этих ионов от энергий в несколько кило-
для перезарядки положительных
ионов в отрицательные, до сотен
килоэлектронвольт и выше. В об-
общем виде задача формулируется
следующим образом (рис. 4.23). В
области А имеется первоначально
сформированный пучок отрицатель-
отрицательных ионов с энергией Ео. Он может
быть параллельным, сходящимся
или расходящимся. В пучке имеет-
имеется поперечный разброс энергий Д?о
(поперечная температура), связан-
связанный с условиями формирования
пучка положительных ионов и рас-
рассеянием в перезарядной мишени.
Пучок в области А скомпенсирован
положительными ионами с тепловыми энергиями, причем в зависи-
зависимости от давления в этой области плотность положительных ионов
может быть много больше плотности отрицательных [122]. В этом
случае в пучке присутствуют также электроны с тепловыми энер-
энергиями. Потенциал пучка в области А в зависимости от давления
отрицательный или положительный, однако он мал по сравнению
с ускоряющей разностью потенциалов и для данной задачи может
быть принят равным нулю.
Рис. 4 23. Схема доускорения
отрицательных ионов
120

В области В расположены электроды, создающие электрическое
поле, ускоряющее отрицательные и тормозящее положительные
ионы из области А. Вместе с отрицательными ионами могут уско-
ускоряться и электроны, что нежелательно.
В области С внешние электрические поля отсутствуют. Пучок
отрицательных ионов с энергией Е\^>Ео, так же как в области Л,
скомпенсирован положительными ионами, родившимися в об-
области С.
К системе доускорения предъявляют следующие требования:
система должна быть достаточно длиннофокусной, ток сопутствую-
сопутствующих электронов должен быть минимальным. Первое требование
связано с.тем, что в инжекторах путь частиц до входа в ловушку
может составлять 5—10 м и пучок на этом пути должен иметь
минимальные потери. Второе требование вызвано желанием иметь
инжектор с максимальным энергетическим к. п. д.
Наилучшим образом этим условиям удовлетворяет система
электродов, состоящая из ряда плоских сеток. Подавая на первую
по ходу пучка сетку отрицательный потенциал ф<?0/е, можно от-
отсечь электроны из области А. Электрическое поле между сетками
параллельно оси пучка, т. е. система имеет фокус в бесконечности.
После прохождения такой системы компонента скорости частиц,
параллельная оси, увеличивается в а — "\/Е/Е0 раз, а поперечные
компоненты остаются без изменения. В результате пучок частиц
на выходе имеет угол расходимости в а раз меньший, чем на
входе.
Рассматривая поток ускоряемых отрицательных ионов как од-
одномерный, можно, пользуясь уравнением Пуассона, найти распре-
распределение потенциала вдоль оси х. В неявном виде оно дается фор-
формулой
где е — элементарный заряд; / — плотность тока отрицательных
ионов; М — масса иона. При ?о = О эта формула переходит в обыч-
обычную формулу Ленгмюра. В качестве граничных условий здесь при-
приняты d(J)/dx| *=()=(), ф|;х=:0 = 0.
Если известны расстояние от эмиссионной поверхности до уско-
ускоряющей сетки d и потенциал этой сетки qu, то формула D.46) по-
позволяет рассчитать плотность тока, который может быть ускорен
в такой системе:
D'47)
121

Например, при qu = 500 кВ и d = 30 см для ионов Н~ / = 0,017 А/см2.
Из формулы D.47) видно, что при увеличении плотности тока рас-
расстояние d следует уменьшать, однако оно лимитировано условия-
условиями пробоя. Некоторый выигрыш можно получить, задавая потен-
потенциалы по закону D.46) на ряд последовательно расположенных
сеток.
Потери частиц пучка определяются прозрачностью сеток и рас-
растут с увеличением их числа.
Уравнение D.47) накладывает ограничение на продольные раз-
размеры системы доускорения и никак не ограничивает поперечные
размеры, т. е. такая система могла бы быть использована для до-
доускорения пучков с большими поперечными размерами.
Применение такой системы ограничивается нагревом сеток ион-
ионным пучком. Поэтому система доускорения, состоящая из последо-
последовательного ряда сеток, по-видимому, может применяться только в
импульсных пучках. В стационарных пучках при удельной мощ-
мощности ~ 1 кВт/см2 сетки должны сгореть или же требуются слож-
сложные в технологическом изготовлении сетки, охлаждаемые тепло-
теплоносителем.
В стационарных пучках, по-видимому, должна применяться си-
система одноапертурных электродов, создающая плоскую картину
эквипотенциалей. Такая картина получается при использовании
плоских электродов (рис. 4.24). Однако плоскими эквипотенциа-
ли могут быть только вдали от входного и выходного концов.
Вблизи же этих концов на форму электрического поля существен-
существенно влияет как поперечный размер отверстий, так и форма плазмен-
плазменной границы, которая, в свою очередь, определяется плотностью
ионного тока, приложенным напряжением, продольными размера-
размерами системы. Возникает задача нахождения формы плазменных по-
поверхностей. Особенно важна эта задача для области Л, поскольку
здесь ионы имеют сравнительно малые скорости, и кривизна по-
поверхности тотчас же приводит к сильной фокусировке или дефоку-
дефокусировке пучка.
Задача нахождения траекторий ионов, формы эквипотенциалей,
формы эмиттирующей поверхности — существенно двумерная и мо-
может быть решена с помощью численного метода. На рис. 4.24 при-
приведена типичная картина, получающаяся в результате такого рас-
расчета. Потенциал на электродах задается в соответствии с форму-
формулой D.46).
В области А задается однородный поток частиц с энергией Eq
и плотностью /. Начальная скорость частиц параллельна оси х.
Граница плазмы определяется методом установления [123] при ус-
условии dy/dx = 0. Граница области С не находится. Считается, что
она расположена далеко и ее влиянием можно пренебречь. Резуль-
Результаты расчетов показывают, что при заданном распределении по-
потенциалов существует оптимальная плотность тока ионов, при ко-
которой угол расходимости ускоренного пучка мал. Оптимальная
плотность тока близка к определенной в одномерной задаче; фазо-
122

вая диаграмма пучка (см. рис. 4.24,6) показывает, что крайние
лучи имеют довольно значительные аберрации.
В приведенном примере не предусмотрена отсечка электронов
с помощью запирающего потенциала. В схемах с одноапертурны-
ми электродами попытка создать барьер для электронов приводит
о
-2
-6-
-b
-10
-12
Y
dx
5кВ 20кЪ -ЮкВ
ЮОкЪ
FD
-510z
I I I I I I I I I
i
1
10 1
\
12
<
I
18 '<
\ \ V V
20
1
1
Ы0"
Рис. 4.24. Траектории отрицательных ионов в системе доускорения с шестью
плоскими электродами при Е0=Ь кэВ, /=15 мА/см2 (а) и фазовая диаграмма
пучка на выходе этой системы (б)
к очень короткофокусной системе. Поясним это. Для эффективного
запирания электронов необходимо, чтобы отрицательный потен-
потенциал существовал по всему поперечному сечению. В плоской систе-
системе электродов этого можно достигнуть только с помощью боль-
большого отрицательного потенциала на запирающем электроде
фз>?0/е. Однако в этом случае на периферии запираются также
отрицательные ионы. Если запирающий электрод сделан в виде
короба (см. рис. 6.9) длиной, в 1,5—2 раза превышающей попереч-
поперечные размеры, то можно добиться запирания электронов по всему
123

сечению потенциалом у3<Е0/е. Однако при этом эквипотенциали
сильно искривляются и фокус получается вблизи системы доуско-
рения. Такая система не пригодна для создания инжектора. По-
видимому, для уменьшения потока сопутствующих электронов сле-
следует ввести небольшое поперечное магнитное поле, слабо влияю-
влияющее на ионы.
§ 4.7. Реионизационные потери в атомном пучке
При движении в среде остаточного газа атомный пучок частично
ионизуется вследствие столкновений с газовыми молекулами. По-
Поскольку идет и обратный процесс — перезарядка, то в пучке уста-
устанавливается равновесное состояние, как и в перезарядной мишени.
Если пучок двигается в дрейфо-
дрейфовом, бессиловом пространстве, то
соотношение между фракциями
ионов и атомов в нем сохраняет-
сохраняется и определяется сортом газа,
заполняющего тракт, и энергией
частиц пучка. Если же пучок
попадает в область, где имеется
магнитное поле, то его ионная
фракция отклоняется и выводит-
выводится с тракта .Равновесие при этом
нарушается, поскольку идет по-
постоянный отбор частиц из пучка.
Уже в самом начале опытов
по нагреву плазмы в токамаках
с помощью инжекции пучков
энергетичных атомов было обра-
обращено внимание на потери некото-
некоторой, порой значительной, доли ин-
инжектируемого пучка вблизи входного атомопровода установки. Схе-
Схема процесса, приводящего к указанным потерям, поясняется
рис. 4.25. Достаточно сильное магнитное поле в области входного
атомопровода отклоняет образующиеся в пучке ионы на стенку.
Бомбардировка стенки атомопровода быстрыми частицами приво-
приводит к выделению сорбированного газа, что увеличивает его кон-
концентрацию в тракте и вызывает соответствующее нарастание ио-
ионизации атомов пучка. Видно, что в такой схеме возможны ла-
лавинообразное нарастание давления во входном атомопроводе и
потери атомного пучка.
Изучение главных закономерностей реионизации атомного пуч-
пучка может быть проведено на основе сравнительно простой модели,
обсуждавшейся в работах [124, 127]. Согласно этой модели рас-
распределение плотности газа по всему объему входного атомопрово-
атомопровода принимается однородным, при этом полный ток атомов, про-
прошедших через атомопровод в ловушку,
Аф = О — «) 7о ехр (- notL), D.48)
124
Рис. 4.25. Схема входного патрубка
установки с инжекцией атомов

где /о — ток атомбв на входе в атомопровоД; а — доля атомов, не-
непосредственно попадающая на стенку атомопровода из-за расхо-
расходимости пучка; п — средняя плотность газа в атомопроводе; а* —
сечение потери электрона быстрым атомом при столкновении с
молекулой газа; L — длина атомопровода. Изменение во времени
концентрации газа в атомопроводе описывается следующим урав-
уравнением:
Vdn/dt = aloy + A — а) /0 [1 — ехр (— notL)] у - сэФ (п — п0). D.49)
Здесь V — объем атомопровода; у— число молекул газа, выбивае-
выбиваемых со стенки падающим быстрым ионом или атомом; щ — плот-
плотность газа в системе к моменту включения пучка (предполагает-
(предполагается, что в инжекторе во всех областях, кроме входного атомопрово-
атомопровода, включение пучка существенно не меняет давления); сЭф — эф-
эффективная скорость откачки газа из атомопровода.
Следует отметить, что точно вычислить сЭф весьма сложно,
поскольку: а) высыпание быстрых ионов и атомов на стенки и вы-
выделение газа происходят по всей длине входного патрубка и не
обязательно равномерно; б) выделяющийся газ откачивается в оба
конца патрубка. Однако с достаточной для принятой модели про-
процесса точностью можно принять сЭф~ D—5) сПр, где сПр — прово-
проводимость патрубка.
При разработке инжекционной системы установки необходимо
стремиться к минимальным потерям пучка, в том числе нужно
стараться свести к минимуму и реионизационные потери. Поэтому
особый интерес при рассмотрении обсуждаемой модели вызывает
случай «тонкой мишени»: mj*L<Cl, для которого уравнение D.49)
существенно упрощается:
V dnjdt = aylo + (l- а) yA/wt,L - сэф (п - я0). D.50)
Из этого уравнения следует весьма важный в практическом отно-
отношении вывод о существовании так называемого критического зна-
значения тока инжекции:
1кр = сдф/A-а)ог1у. D.51)
Если ток инжекции равен критическому или превышает его, то
производная dn/dt>0 при любых значениях п и стационарного ре-
решения уравнения D.50) не существует. Удобно ввести параметр
критичности системы:
k = ty/кр = A - «) yloGiUc^. D.52)
Тогда, с учетом того, что обычно а<0,1, из решения уравнения
D.50) можно записать
natL * -«*- A _ е-'/') + -MiL. A _ *е-<Л), D.53)
1 К I k
где постоянная времени
ъ = У/СэфA-Ь). D.54)
125

Из соотношений D.53) и D.54) видно, что стационарное состояние
в системе при &<С1 устанавливается за время ~ У/сЭф. Для типич-
типичных значений V и сЭф в современных инжекционных системах эти
времена много меньше времени инжекции. (Например, для инжек-
инжектора PLT характерно т^20 мс при времени инжекции ~0,25 с
[125, 126].) Поэтому можно сразу выписать формулу для стацио-
стационарного состояния
notL = (ok + no<r,L)/(l — kL D.55)
которую и можно использовать для расчета потерь на реиониза-
цию. Однако в том случае, когда параметр критичности близок к
единице, характерное время установления, даваемое соотношением
D.54), может значительно увеличиться, а равновесное давление
стать настолько большим, что условие nGiL<^\ не удовлетворяет-
удовлетворяется. Если же параметр критичности равен 1 или превышает это зна-
значение, то, как уже отмечалось, стационарного решения уравнения
D.50) не существует: решение нарастает во времени линейно или
экспоненциально.
Таким образом, в ситуации, близкой к критической (или в за-
критической: &>1), для изучения реионизационных потерь необхо-
необходимо вернуться к уравнению D.49) и, поскольку в этом случае
важно проследить ход процесса во времени, обратиться к числен-
численному его исследованию.
Численное исследование модели проведем на примере инжек-
инжектора установки PLT с параметрами атомопровода [125]: сЭф =
= 1,7-107 см3/с; 1/ = 3,5-105 см3; L = 80 см.
Через атомопровод пропускается пучок атомов водорода с то-
током /0 = 40 экв. А и энергией частиц 40 кэВ; при такой энергии
О{?& 1,6-10~16 см2. Подставляя перечисленные значения величин в
формулу D.52), получим
? = A—<z)y/2,36.
Таким образом, для выбранных геометрических размеров вход-
входного атомопровода параметр критичности определяется значением
коэффициента десорбции газа у (поскольку обычно а<^1) и при
вполне вероятном значении у я^2,5 превышает единицу.
Переписав уравнения D.48) и D.49) с учетом конкретных зна-
значений величин, получим
т| = A —а)ехр(— 1,35- 102р); D.56)
dp/dt - 0,15ау -{- 0,15ул — 50 (р — р0), D.57)
где т) = /пр//о — доля пучка, прошедшая в ловушку; р — среднее
давление в атомопроводе, Па.
Результаты численного решения систеАмы D.56), D.57) при
различных значениях параметров а, у и ро представлены на
рис. 4.26 и 4.27, из которых видно, что при сравнительно неболь-
небольших значениях параметра критичности (А = 0,42 при у=\) равно-
равновесное состояние достигается за время т<50 мс, причем давление
126

бо входном атомбпровбде й соответственно потери пучка f=l—ц
не слишком велики. При больших значениях у параметр критич-
критичности возрастает, что приводит к значительному увеличению как
т, так р и /. Уменьшение начального давления /?о затягивает ход
Д Па
0,1
Qf5
/
у
V;
к.
1
/
Г
1
2
t*' 1
^-
^*'
—2
3
3
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
\
2
\
\
\
\
2
—¦ -
3
3
0,1 0,2 0,3 ?,с
а
0,1 0,2 0,3
5
Рис. 4.26. Изменение давления во входном атомопроводе (а) и потерь пучка
(б) при а=0. Сплошные линии соответствуют начальному давлению ро = 9х
Х10~3 Па, пунктирные — ро= 10~3 Па.
процесса во времени, так как уменьшается производная dn/dt на
начальной стадии, и дает меньшие значения равновесного давле-
давления pk и потерь пучка f. Отметим, что в условиях установки PLT
А)=9-10-3 Па соответствует пов{Ь =
= 0,07. 7J р,па
Изменение параметра а на на-
начальной стадии процесса эквива- <
лентно изменению давления ро>
г. е. увеличение а несколько увели-
увеличивает pk и f. При больших ро влия-
влияние а менее существенно. 0*\005
Результаты численного изучения ' '
процесса позволяют сделать вывод, 02
что для нормальной работы инжек- '
гора параметр критичности не дол-
должен превышать 0,5. Тогда время 0 0 o9i 0,2 о,з 0,4 ?,с
достижения равновесного состояния
будет невелико (в данном Примере Р и с- 427- Изменение давления и
~ЭД мМ я пптрпи пучкя up nnpRu потерь во входном атомопроводе
ЧЛ^'т, ПОтерИ ?У *о пРевы- для Y=3 при различных а (на-
СЯТ 10%. В случае к«0,8 такие ПО- чальное давление ро=1О Па)
127
ч
ом
у
^—.
- }р

тери можно обеспечить только при малых значениях р0
(<10~3 Па) и а (<0,02). Для входного атомопровода
установки PLT параметр критичности может превысить едини-
единицу, а характерное время нарастания давления быть порядка
250 мс. Из работы [125] следует, что нарастание давления во вход-
входном атомопроводе PLT продолжается в течение всего импульса
инжекции длительностью ~250—300 мс, что, по-видимому, являет-
является следствием близости режима работы инжектора к критическому.
Изменять критичность режима можно, меняя величины, входя-
входящие в соотношение D.52). Практически это означает, что нужно
стараться сделать входной патрубок установки как можно более
коротким, с возможно большими проходными отверстиями. Для
увеличения сЭф желательно размещать в районе атомопровода до-
дополнительные средства откачки газа. Минимальное значение у
может быть обеспечено соответствующим выбором материала сте-
стенок и их обработкой, возможно, их покрытием геттером.
ГЛАВА 5
ИНЖЕКТОР НА ОСНОВЕ ПРЯМОЙ ПЕРЕЗАРЯДКИ
ПОЛОЖИТЕЛЬНЫХ ИОНОВ
§ 5.1. Исходные предпосылки
Рассмотрим на конкретном примере схему выбора определяю-
определяющих параметров инжектора на основе прямой перезарядки-поло-
перезарядки-положительных ионов.
Пусть необходимо спроектировать инжекционную систему для
дополнительного нагрева плазмы в токамаке с целью доведения
параметров этой плазмы до значений, характерных для демонстра-
демонстрационного реактора. За такие «демонстрационные» значения могут
быть приняты пхЕ~ Ю13 см~3-с и Г^5 кэВ (п — плотность плазмы;
%е — энергетическое время жизни; Т=Те — Т\ — температура плаз-
плазмы). Экспериментальные результаты, теоретические модели и эм-
эмпирические соотношения позволяют связать величину %е с малым
радиусом токамака а [130], который, в свою очередь, связан с
большим радиусом R требованиями устойчивости плазменного
шнура. Анализ перечисленных данных в сочетании с учетом совре-
современных технических возможностей, в частности по созданию маг-
магнитных полей, приводит к выбору следующих характерных разме-
размеров установки: а = 0,8 м; # = 2,5 м. При этом считается, что %е~
«0,5 с. Приведенные выше «демонстрационные» значения п%Е и
тЕ определяют требующуюся среднюю плотность я = 2-1013 см~3.
При современных возможностях в такой установке за счет омиче-
омического нагрева можно довести температуру плазмы до 1—2 кэВ;
выше этого значения эффективность такого способа нагрева па-
падает. Дальнейший подъем температуры должен осуществляться с
помощью инжекции быстрых атомов. Считая (с некоторым запа-
128

сом), что плотность плазмы в установке — 3• 1013 см~3, ее объем
~30 м3 и что при тя = 0,5 с необходимо поднять температуру от 2
до 7 кэВ, приходим к требованию введения в плазму мощности
Р = 3,5 МВт в течение ~3тя=1,5 с. Если принять эффективность
передачи мощности от инжектируемого пучка плазме г] = 0,85, то
вводимая в камеру установки мощность должна быть не менее
4 МВт. Следует заметить, что коэффициент передачи мощности
определяется целым рядом факторов, зависящих от условий ин-
жекции и параметров инжектора. Сюда входят, прежде всего, глу-
глубина проникновения инжектируемого пучка атомов в плазменный
шнур, характер орбит захваченных в плазму ионов, соотношение
между скоростями термализации энергии быстрых атомов и их
ухода на стенку. Таким образом, эффективность передачи мощно-
мощности можно оценить с помощью коэффициента захвата частиц
т]захв, вероятности их удержания в плазме г]уд и коэффициентов
передачи энергии от быстрых ионов к электронам и ионам плазмы.
Лзахв связан с глубиной проникновения частиц в шнур. Посколь-
Поскольку захват осуществляется благодаря ионизации влетевшего в плаз-
плазму атома при его столкновении с электронами и ионами плазмы,
то характерная глубина проникновения U атома Н? с энергией
?0=404-80 кэВ (или D? с ?о=8О~16О кэВ) может быть оценена
с помощью соотношения
/0«@,5-ь1,0)/жг<, E.1)
где п — средняя плотность плазмы; о\ —сечение потери электрона
быстрым атомом при столкновении с ионом плазмы (сумма сече-
сечений перезарядки и ионизации). Вклад электронов в процесс при
выбранных параметрах пренебрежимо мал, а коэффициент 0,5—
1,0 учитывает влияние теплового движения ионов плазмы. При на-
наличии примесей в плазме их ионы также начинают влиять на про-
процесс ионизации атомов пучка, в результате чего /,0 падает обратно
пропорционально 2эф и может возникнуть опасность захвата инжек-
инжектируемых частиц на периферии шнура.
Итак, при плотности /г = 3-1013 см~3 и энергии инжекции 40 кэВ
характерная глубина проникновения (уменьшение потока атомов в
«е» раз) составляет примерно 1 м. При касательной инжекции
(рис. 5.1) путь пучка в плазме может составить ~5 м, что позво-
позволит ионизовать 0,993 всех частиц пучка.
От направления инжекции зависит не только длина пути в
плазме, но и характер движения захваченных ионов, от которого
зависит вероятность их удержания. При поперечной по отношению
к шнуру инжекции все захваченные в плазму ионы обладают
большими поперечными по отношению к магнитному полю и ма-
малыми продольными скоростями. Такое распределение частиц по
скоростям приводит к их запиранию в локальных пробочных ло-
ловушках. Запертые ионы движутся по «банановым» траекториям,
испытывая большие радиальные смещения, и могут быстро выйти
на стенку. Кроме того, такое распределение должно вызывать бур-
9 Зак. 223 129

йое развитие микронеустойчивостей. При тангенциальной инжекций
основная часть образовавшихся в плазме токамака быстрых ионов
обладает большими продольными скоростями и относится к кате-
категории пролетных частиц. Они «живут» в плазме достаточно долго
и передают ей свою энергию, причем при достаточно высокой тем-
температуре электронов плазмы {Те>Е,1Щ быстрые ионы передают
энергию (за счет кулоновских парных соударений) в основном
ионам плазмы, нагревая их.
3 21
Рис. 5.1. Схема установки с касательной инжекциеи:
/ ионный источник- 2 — юстировочное устройство; 3 — шиберная задвижка; 4 — пере-
За7ядная"камерег 5-жалюзийный магнитный экран; 6 - поворотный магнит; 7 - убираемый
моРниАтоР; /--криопане^и; 9 -шибер; /0;-входной патрубок токамака; //-камера то-
камака
На выбор энергии инжектируемых атомов могут оказать влия-
влияние и некоторые дополнительные соображения, такие, как желание
уменьшить количество вводимых в камеру токамака частиц при
неизменной вводимой мощности (при этом энергию атомов нужно
увеличивать), увеличение к. п. д. инжектора за счет повышения
доли атомов, выходящих из перезарядной мишени (энергию нуж-
нужно понижать), и т. д.
Рассмотрев изложенные предпосылки, получим основные исход-
исходные данные для проектирования инжекционной системы: мощность,
вносимую потоком атомов в ловушку, Р, энергию инжектируемых
частиц Ео и выбираем тангенциальное направление инжекций.
Предположим, что Р = 4 МВт при ?0 = 40 кэВ. Тогда вводимый ток
атомов /=100 экв. А (-б-Ю20 1/с).
Кроме этих основных исходных данных следует уточнить такие
дополнительные условия, как размеры входного патрубка ловушки,
в том числе его апертуру (что во многом определяется конструк-
конструкцией магнитной системы), и допустимый поток сопутствующего
нейтрального газа из инжектора в токамак. В рассматриваемом
случае размеры входных патрубков инжекторов могут быть таки-
такими: ширина 25 см,высота 100 см, длина 70 см.
130

§ 5.2. Конструкционная схема инжектора
Имея исходные данные, можно приступить к выбору общей
конструкционной схемы инжекционной системы. Прежде всего не-
необходимо определить мощность ионных пучков, которые смогут
обеспечить заданную выходную мощность. При этом нужно учесть
потери пучка в ИОС источников (т]иос -к. п. д. ИОС), эффектив-
эффективность преобразования ионов в атомы в нейтрализаторе т]го, эффек-
эффективность транспортировки пучка по тракту инжектора г^тр, которая
также учитывает потери атомов из-за ионизации на фоновом газе
и на возможной газовой мишени во входном патрубке. Таким об-
образом,
Ро = ЛиОСТЬ^тр^ист = ЧиниЛст- E.2)
Здесь РИст — мощность, потребляемая ионным источником из цепи
высокого напряжения. Можно отдельно выделить такую величину,
как мощность, вложенную в ионный пучок:
Pt = ЛиооРист. E.3)
Предполагая использование безмагнитного ионного источника
с трехэлектродной ИОС (см. гл. 3), оптимизированной по энерго-
энерговыделению на электродах [50], можем принять т]иос =0,95.
Коэффициент преобразования ионов в атомы на собственном
газе существенно зависит от энергии ионов Ео и компонентного со-
состава пучка. Если принять, что первичный ионный пучок имеет
60% Ht, 20 % Н^~и 20% Hfc энергией 40 кэВ, то энергетический
коэффициент преобразования равен 72%. В этом случае только
38% мощности первичного пучка приходится на атомы с полной
энергией 40 кэВ; остальная мощность будет переноситься атомами
с энергиями Ео/2 и Е0/3 (продуктами диссоциации молекулярных
ионов Ht и Нз~). Поток таких атомов с пониженной энергией мо-
может оказаться нежелательным, поскольку основная его часть будет
захватываться в периферийных областях плазменного шнура и мо-
может уйти на стенку раньше, чем полностью передаст свою энергию
плазме. Поэтому для Е0 = 40 кэВ можно принять несколько мень-
меньшее значение г]го = О,7.
Эффективность транспортировки атомного пучка по тракту,
как уже отмечалось, зависит как от чисто геометрических факто-
факторов (длина тракта, размещение источников и диафрагм и т. д.),
так и от потерь на реионизацию (см. гл. 4). Ясно, что относительно
точно этот коэффициент можно вычислить, когда полностью опре-
определятся размеры системы, уточняемые в процессе проектирования
в результате ряда последовательных приближений. Поэтому для
оценки в нулевом приближении выберем значение г)Тр = 0,75, сред-
среднее между близким к идеалу 0,95 и предельно допустимым 0,55.
Тогда г]инж = 0,5, РИст = 8 МВт и P; = 7,6 МВт. Отсюда следует не-
необходимость иметь в исходном потоке ионов
I± = Pt/E0 = 7-6-106/D. Ю4) - 190 А.
е* 131

Поэтому будем ориентироваться на полный ионный ток /i
Такой ток могут дать шесть ионных источников типа безмагнитных
модулей, описанных в гл. 3. Каждый из таких модулей рассчитан
на 35 А.
Соотнеся размеры пучков, формируемых ионными источниками
выбранного типа, и углы расходимости этих пучков, можно прийти
к выводу, что в одно инжекционное окно указанных ранее разме-
размеров B5x100 см) можно ввести пучки от трех расположенных друг
над другом источников. Таким образом, требуемая инжекционная
система может состоять из двух инжекторов по три ионных источ-
источника в каждом. Поэтому дальнейшее рассмотрение можно вести
для одного инжектора, мощность которого равна половине мощ-
мощности в целом.
Длина инжекционного тракта должна быть минимальной, при
этом должны быть удовлетворены следующие требования: входной
патрубок установки выходит за катушки и силовую конструкцию
(а также за «бланкет» и защиту, если установка с нейтронным вы-
выходом); сразу за ионными источниками расположены перезаряд-
перезарядные камеры, длина каждой такой камеры жестко связана с давле-
давлением, которое в ней можно иметь (нужно обеспечить произведение
л0/, близкое к равновесному); далее идет отклоняющий магнит, вы-
выводящий неперезарядившиеся ионы из атомного пучка, размеры
магнита определяются требованием вывести из пучка и направить
на приемники ионы разных энергий и масс; наконец, нужно выде-
выделить место для убирающегося монитора и шиберной задвижки. Пе-
Перечисленные соображения и современные конструкционно-техноло-
конструкционно-технологические возможности позволяют в данном случае выбрать ин-
3 2 1
Рис. 5.2. Инжектор с использованием положительных ионов:
/ — ионный источник; 2 — юстировочное устройство; 3 — шиберная задвижка; 4 — переза-
перезарядная камера; 5 — верхний люк; 6 — жалюзийный магнитный экран; 7 — ограничительная
диафрагма; 8 — поворотный магнит; 9 — приемник ионов; /0 — убираемый монитор, // —
диафрагма; 12— система измерения положения пучка; 13 — шибер; 14 — сильфонная раз-
развязка; 15 — входной патрубок; 16 — плазма в установке
132

жекционный тракт длиной ^6 м (рис. 5.2). На ширину и высоту
вакуумного объема оказывает влияние, в частности, и такой фак-
фактор, как необходимость размещения криопанелей с достаточно
большой поверхностью, так как при газовой эффективности ионных
источников, не превышающей 30%, необходимы скорости откачки
в каждом инжекторе ~103м3/с.
§ 5.3. Элементы ионно-атомного тракта
Вслед за выбором конструкционной схемы и ориентировочны-
ориентировочными подсчетами необходимо рассмотреть конкретные элементы
ионно-атомного тракта. В него входят: ионные источники, нейтра-
нейтрализаторы, отклоняющий магнит, приемник ионов, подвижный при-
приемник быстрых атомов.
Ионные источники. В качестве ионного источника выберем
источник типа ИБМ (см. гл. 3). Вариант, требующийся в данном
случае, должен обеспечивать ионный ток 35 А.
Нейтрализаторы. Нейтрализация, вернее преобразование ион-
ионного пучка в пучок быстрых атомов, осуществляется на нейтраль-
нейтральном газе, вытекающем из ионных источников во время их работы.
Для обеспечения выхода фракций Н+ и Н°, близкого к равновес-
равновесному, необходимо иметь интегральную толщину мишени не менее
1-Ю16 см~2 (см. гл. 4). Следует также помнить, что во избежание
увеличения разброса поперечных скоростей частиц напряженность
магнитного поля в области перезарядной мишени не должна пре-
превышать 5Э (при выбранной энергии ионов). При газовой эффек-
эффективности источника 30% из него вытекает ток до 100 экв. А,
обусловленный движением молекулярного водорода. Требуемая
толщина перезарядной мишени в таких условиях может быть обес-
обеспечена пристыковкой к каждому ионному источнику нейтрализа-
нейтрализатора в виде трубы прямоугольного сечения 12x25 см длиной
100 см (см., например, [73]). Преобразование протонов с энергией
40 кэВ в атомы происходит с эффективностью 60% (см. гл. 4).
Кроме того, происходит диссоциация компонент Hf и Hf и пре-
преобразование их в атомы с энергиями Е0/2 и Е0/3 (об эффективно-
эффективности этих процессов см. гл. 4).
Стенки нейтрализатора одновременно являются магнитным эк-
экраном. Может возникнуть необходимость их охлаждения водой,
если высаживающейся на них мощности (из боковых лучей пуч-
пучка) будет достаточно для существенного нагрева.
Сепарация ионных и атомных пучков. Выходящие из нейтра-
нейтрализатора потоки атомов и неперезарядившихся ионов разделяются
в магнитном поле поворотного магнита. Поворот осуществляется в
плоскости, перпендикулярной к плоскости тора, поэтому влияние
рассеянных магнитных полей токамака на траектории ионов ми-
минимально. Форма полюсов подбирается такой, чтобы обеспечить
некоторую расходимость ионного пучка вдоль направления сило-
силовых линий для уменьшения плотности мощности на токоприемни-
133

ке. Напряженность магнитного поля в зазоре в рабочих режимах
может доходить до 1500 Э.
Токоприемники. Инжектор имеет два токоприемника: неподвиж-
неподвижный, обеспечивающий прием пучков неперезарядившихся ионов
после отклонения их полем поворотного магнита, и подвижный
(убирающийся) приемник быстрых атомов—монитор, используе-
используемый во время настройки режимов работы инжектора.
Рис. 5.3. Суммарный профиль плот-
плотности мощности двух пучков
Рис. 5.4. Схема токоприемника
Пучок
На рис. 5.3 показан суммарный профиль плотности мощности
двух пучков при гауссовом распределении плотности в каждом пуч-
пучке. Расчет показывает, что плотность мощности на подвижном
приемнике может достигать 3 кВт/см2, а на приемнике ионов 1—
2 кВт/см2.
Поверхности токоприемника (рис. 5.4) имеют V-образную фор-
форму и ориентированы «так, что плоскость симметрии раствора при-
приемника совпадает с одной из плоскостей симметрии пучка. Выбор
углов раствора ±12,5 и ±15° для приемника ионов и атомов со-
соответственно позволяет снизить плотность мощности до ~ 1 кВт/см2
и более. Поверхности токоприемников выполнены в виде набора
медных трубок с внутренним диаметром ~13 мм. Трубки свари-
свариваются на обоих коллекторах. Внутри трубок находится впрессо-
впрессованный шнек, обеспечивающий лучшее перемешивание охлаждаю-
охлаждающей воды. Токоприемники снабжены средствами контроля пара-
параметров пучка.
134

§ 5.4. Криогенная вакуумная система
10
10"'
\
1
1
|\/
\
/
\
/
1
<
/
/
/
\
6
1
i
1
-я
/
/
Откачка потоков газа в процессе работы инжектора обеспечи-
обеспечивается криогенной вакуумной системой. Она включает в себя сле-
следующие элементы: вакуумную камеру инжектора, в которой рас-
расположены все узлы ионно-атомного тракта и устройства собствен-
собственно криогенной системы откачки; гелиевые криопанели; тепловые
экраны, охлаждаемые жидким азотом и водой, для тепловой за-
защиты гелиевых криопанелей; сред-
средства прогрева вакуумной камеры и
криопанелей для начального обез-
гаживания; средства обеспечения
жидкими хладагентами (гелием и
азотом); коммутирующую армату-
арматуру; систему управления и контроля.
Газовые потоки, возникающие в
процессе работы инжектора, скла-
складываются из: потока рабочего газа,
поступающего из ионных источни-
источников (до 2-Ю21 мол./с); газа с не-
неподвижного приемника ионов (до
1,3-1020 мол./с); газа с монитора
(при введенном мониторе до 2,8 X
X Ю20 мол./с). В связи с этим сум-
суммарная скорость откачки по водо-
водороду должна быть не менее IX *°
Х106 л/с. При удельной скорости
откачки криопанелями 5-104 л/(сХ Рис 55 Примерное распределе-
ХМ2) Требуетоя полная площадь Ние давлений по оси инжектора:
криопанелей ~20 м2.
Вакуумная камера инжектора по
откачке разделена на три отсека
(см. рис. 5.2): ионных источников и
нейтрализаторов; отклоняющего
магнита и атомного пучка; отклоненных ионов. Фоновое давление
в рабочем режиме не должно превышать 10~~2 Па в первом отсеке,
1,3- К)-3 Па во втором и 6,5-10 Па в третьем (рис. 5.5), при этом
потери быстрых атомов за счет обдирки в основном тракте соста-
составят не более 3% [131].
Такое распределение давления, как уже отмечалось, осуще-
осуществляется с помощью конденсации поступающего газа на криопа-
нелях (рис. 5.6), охлаждаемых жидким гелием до температуры
4,2 К. От внешней стенки вакуумной камеры (Г = 300 К) гелиевая
криопанель (Г=4,2 К) защищена сплошным экраном, который
охлаждается жидким азотом G7 К). От вакуумного объема гелие-
гелиевая поверхность экранирована шевронным экраном, охлаждаемым
также жидким азотом. При коэффициенте прозрачности шевронно-
шевронного экрана для молекулярного потока 0,3 удельная скорость откач-
откачки водорода криопанелью составляет ~5 л/(см2-с).
" 135
1 2 5 4 5 6 7 8 9 10 LM
I _ ГРК; 2 — ИОС, 3 — нейтрализатор;
4 — жалюзийный экран; 5 — отсек от-
отклоненных ионов; 6 — отклоняющий маг-
магнит; 7 — отсек транспортировки ато-
атомов; 8 — атомопровод

Расход гелия на испарение его в криопанелях в стационарном
режиме определяется следующими источниками тепла: 1) излуче-
излучением с приемников пучков ионов и атомов, из разрядных камер
ионных источников, с азотных экранов; 2) кинетической энергией
налетающих молекул газа; 3) теплотой преобразования газа в
твердую фазу. Оценки тепловых потоков от каждого из перечис-
перечисленных источников показывают, что основную тепловую нагрузку
105
Рис. 5.6. Конструкция криопанелей:
/ — теплозащитный азотный экран; 2 — гелиевая панель; 3 — теневая зона, 4 — радиационный
азотный экран
на криопанели дает излучение с приемников ионов и из разряд-
разрядных камер. Излучение с азотных экранов превалирует в проме-
промежутках между импульсами.
Вакуумная камера инжектора прямоугольной формы выполнена
из тонкой листовой стали с силовым несущим каркасом из дву-
двутавровых балок. Листы оболочки приварены к балкам. В состав
силового набора входит и внутренняя перегородка, выполненная
из толстого стального листа. Верхняя крышка вакуумной камеры
имеет два фланца, один из которых служит для выводов блоков
криопанелей, расположенных на боковых стенках камеры; на вто-
втором размещены независимое крепление и выводы труб охлажде-
охлаждения приемника ионов. Один из торцевых фланцев служит для мон-
монтажа камер перезарядки и шиберов шлюзов ионных источников.
На противоположном торце смонтированы большой шибер, быст-
быстродействующая заслонка и камера подвижного приемника атомов
с выводами труб охлаждения. Блок криопанелей выполнен из тех-
технически чистого алюминия в виде тонких листов, вакуумноплотно
сваренных между собой и образующих каналы (см. рис. 5.6) для
прокачки жидких хладагентов; экран шевронного типа — трубча-
трубчатая конструкция с ребрами — охлаждается жидким азотом.
Вакуумная камера инжектора, криопанели и тепловые экраны
снабжены средствами прогрева до 200° С для начального обез-
гаживания. Фланцы вакуумной камеры уплотнены металлически-
металлическими прокладками. Использование витона допускается лишь на по-
посадочных фланцах ионных источников и на уплотнительных та-
тарелках шиберных клапанов.
136

Следует обратить внимание на то, что все элементы криогенной
вакуумной системы должны изготавливаться из немагнитных ма-
материалов.
§ 5.5. Система вакуумной подготовки инжектора
Помимо криогенной вакуумной системы, обеспечивающей от-
откачку больших потоков газа в рабочих режимах, предусмотрена
система вакуумной подготовки, которая обеспечивает проведение
предварительной откачки вакуумной камеры инжектора и шлюзо-
шлюзовых камер ионных источников, управление всеми шиберными за-
затворами и питание газом ионных источников. В состав этой систе-
системы входят: форвакуумные насосы черновой откачки вакуумной ка-
камеры инжектора и камер ионных источников; форвакуумные на-
насосы предварительного разрежения для высоковакуумных насосов;
безмасляные средства откачки до высокого вакуума (p'^lx
ХЮ~4 Па); шибер, отделяющий вакуумную камеру установки от
инжектора; три шибера, отделяющих от инжектора шлюзовые ка-
камеры ионных источников; быстродействующая заслонка, открыва-
открывающая инжектор на время введения пучков в установку; система
напуска рабочего газа в ионные источники; управление СВПИ.
§ 5.6. Система электрического питания
Как было показано в гл. 2, система электрического питания
строится по модульному принципу. В случае инжектора с исполь-
использованием положительных ионов за модуль принимается питание
ионного источника. В рассматриваемом случае это ионный источ-
источник без внешнего магнитного поля с током ионов 35 А при энер-
энергии 40 кэВ и длительности импульса 1,5 с. Такой ионный источ-
источник имеет характеристики, приведенные в табл. 5.1.
Система электрического питания включает в себя низковольт-
низковольтную часть (устройства электропитания разряда и накала), разме-
размещенную на высоковольтной платформе и изолированную по цепям
питания и управления относительно потенциала земли на 40 кВ,
Таблица 5.1
Характеристики ионного источника без внешнего магнитного поля
Цепь ионного источника
Эмиссионный электрод
Ускоряющий электрод
Разряд
Накал
Напряжение*
40 кВ B%)
—5 кВ E%)
80—100 В
10—15 В E%)**
Ток*, А
35
10
1500 C%)
1500
Длительность импуль-
импульса, с
1,5
1,5
2
Непрерывный ре-
режим
* В скобках указана допустимая нестабильность параметра, включая пульсации.
** Нестабильность среднего значения параметра.
137

и высоковольтную часть (устройства электропитания эмиссионно-
эмиссионного и ускоряющего электродов), а также низковольтное устройство
электропитания отклоняющего магнита.
Низковольтные устройства электропитания разряда и накала
(рис. 5.7) строятся на базе тиристорных управляемых выпрями-
выпрямителей с фильтрами со стабилизацией тока и напряжения соответ-
соответственно [132]. Питающие напряжения на эти устройства подаются
Высоковольтная площадка
Р и с. 5.7. Низковольтное питание ионного источника
через разделительный трансформатор с классом изоляции вторич-
вторичной обмотки относительно сетевой и корпуса 35 кВ. Мощность
трансформатора 1000 кВ-А. Повышенная расчетная мощность
трансформатора способствует уменьшению взаимного влияния уст-
устройств электропитания разряда и накала по входному напряжению
при коммутациях нагрузки. Сигналы управления с потенциала зем-
земли на высоковольтную площадку и сигналы измерения выходных
параметров в обратном направлении передаются через каналы те-
телеуправления— телеизмерения с использованием световодов.
Основу высоковольтной части системы составляет устройство
электропитания эмиссионного электрода, наиболее мощное и вы-
высоковольтное. Ранее (см. гл. 2) указывалось, что для нормальной
работы ионного источника помимо стабилизации напряжения не-
необходимо формирование фронта напряжения на нем, а при про-
пробое в нагрузке — защита ее путем ограничения тока пробоя и
времени его протекания. Рассмотрим наиболее часто встречаю-
встречающийся вариант этого устройства, выполняемый на базе высоко-
высоковольтного выпрямителя с последовательным регулирующим (мо-
(модулирующим) элементом на электронной лампе (рис. 5.8). Выход-
Выходное напряжение выпрямителя изменяется при помощи автотранс-
автотрансформатора, включенного на стороне сетевой обмотки силового
трансформатора; точная установка и стабилизация напряжения на
эмиссионном электроде осуществляются стабилизатором последо-
последовательного типа на электронной лампе, которая обеспечивает фор-
формирование фронта и защиту при пробоях.
138

Выходное напряжение выпрямителя (рис. 5.9)
UBmv = Un + Ua + UR, E.4)
где UH — напряжение на нагрузке; Ua— анодное напряжение ре-
регулирующей лампы; UR — падение напряжения на балластных
сопротивлениях и подводящих шинах.
Сеть
ВК АТр у Тр
tit:
Рис. 5.8. Устройство электропитания эмиссионного электрода
Вк/i.
Выи/1.
Основная доля превышения ?/выщ, над Uu обусловлена анод-
анодным напряжением регулирующей лампы, которое предопределяет
возможный диапазон регулирования электронного стабилизатора
Рис. 5.9. Эквивалентная схема устройства для установившихся значений токов
Д?/р. Сверху этот диапазон ограничен мощностью рассеяния на
аноде Радоп, и его максимальное значение
где Ua0 — начальное анодное напряжение, при котором обеспечи-
обеспечивается ТОК /н. макс-
В рассматриваемом случае в качестве регулирующего элемен-
элемента могут быть выбраны два триода ГП-6А, включенные параллель-
параллельно. Регулирующий триод ГП-6А имеет максимально допустимое
анодное напряжение в запертом состоянии 120 кВ, ток анода око-
около 20 А и мощность рассеяния на аноде 300 кВт при длительности
импульса до 3 с [133, 134] и работает в области положительных
139

напряжений управляющей сетки при ?/а0=10 кВ. В этом случае
диапазон регулирования
_ 300 _ in __ 7 о
~~ 35/2 ~~ ~~ К '
что составляет почти 20% номинального выходного напряжения
устройства и достаточно для работы.
Напряжение выпрямителя при номинальном токе
t/BHnp = 40+10 + 7 + 3 = 60 кВ.
Напряжение холостого хода выпрямителя обычно на 15—20%
больше выходного напряжения при номинальном токе и в данном
случае составляет около 70 кВ. Поскольку это напряжение зна-
значительно меньше максимально допустимого напряжения электрон-
электронных ламп, используемых в регулирующем элементе, то они смогут
осуществить надежную коммутацию нагрузки при формировании
фронта и защите при пробоях.
Защита будет эффективной, т. е. пробой не будет приводить к
снижению электрической прочности ИОС, если при пробое локаль-
локальное выделение энергии в электродах ИОС не превышает несколь.-
ких джоулей. В гл. 2 указывались составляющие этой энергии.
До момента запирания регулятора-модулятора через пробойный
промежуток течет ток высоковольтного выпрямителя и ток раз-
разряда конденсаторов фильтра, ограниченные внутренним сопротив-
сопротивлением выпрямителя, балластными сопротивлениями в цепи вы-
высокого напряжения (около 100 Ом) и эмиссионной способностью
электронных ламп регулятора-модулятора. При быстродействии по-
последнего на отключение нагрузки 5 мкс эта составляющая выде-
выделяемой энергии равна долям джоуля.
После запирания регулятора-модулятора остаются заряженны-
заряженными паразитные емкости высоковольтных цепей, электрически свя-
связанных с эмиссионным электродом, и цепей низковольтного пита-
питания ГРК ионного источника, что приводит к дополнительному вы-
выделению энергии в ИОС. При соответствующей конструкции си-
системы паразитная емкость может составлять E—10) -103 пФ, зна-
значит, при напряжении 40 кВ запасенная энергия в этой емкости не
будет превышать допустимого значения и поэтому особые меры по
защите от этой составляющей энергии в рассматриваемом случае
можно не предусматривать. Для некоторого снижения энерговыде-
энерговыделения в ИОС при пробое целесообразно использовать последова-
последовательно с ионным источником балластное сопротивление, на кото-
котором будет выделяться значительная часть этой энергии.
Пробой регулирующих ламп — авария в схеме, которая вызы-
вызывает, как правило, пробой в ионном источнике. В такой ситуации
за несколько микросекунд срабатывает устройство, шунтирующее
выход выпрямителя, которое должно выдерживать протекание то-
тока короткого замыкания выпрямителя в течение времени, необхо-
необходимого для отключения тиристорным ключом схемы от сети. Шун-
140

тирующее устройство выполняется на тиристорах, игнитронах или
разрядниках.
Устройство электропитания ускоряющего электрода представ-
представляет собой регулируемый выпрямитель с тиристорным ключом на
выходе (рис. 5.10). Регулировка выходного напряжения в приве-
приведенной схеме осуществляется автотрансформатором. Ключ обес-
обеспечивает быструю подачу напряжения на ускоряющий электрод и
снятие его при пробоях в ИОС.
К1
Сеть
АТр
ТР
В1
т
сЛ
А
Вкл.
-I 0 Ускоряющий
-J—i ^2 электрод
Выкл.
—'—1
Рис. 5.10. Устройство электропитания ускоряющего электрода
Модуль системы электрического питания потребляет от сети
мощность около 2,6 MB-А, полная потребляемая мощность ше-
шестью модулями — около 15 MB-А.
Подробное описание инжекторов с энергиями 80—200 кэВ
[135—138] выходит за рамки этой книги, поэтому кратко рассмот-
рассмотрим только особенности устройств электропитания ИОС.
Повышение энергии, а значит, и выходных напряжений элект-
ропитающих устройств вызывает: во-первых, увеличение их мощ-
мощности и необходимость применения более мощных регуляторов на-
напряжения; во-вторых, увеличение запасенной энергии в элементах
схемы. Так, при напряжениях более 40—60 кВ эта энергия пре-
превышает предельно допустимую и применение средств защиты,
уменьшающих энерговыделение в ИОС при разряде паразитных
емкостей, становится неизбежным. Большие рабочие напряжения
требуют повышения электрической прочности оборудования. И, на-
наконец, наличие дополнительного (первого ускоряющего) электро-
электрода вызывает необходимость построения стабилизирующих уст-
устройств для его питания со схемами защиты при пробоях.
Основные проблемы возникают при создании устройств стаби-
стабилизации, формирования фронта напряжения на эмиссионном элект-
электроде и устройств защиты электродов ИОС при пробоях. Так, элект-
электронные приборы, используемые для регулятора-модулятора, по-
помимо анодного тока в десятки ампер и мощности рассеяния на
аноде в квазинепрерывном режиме до единиц мегаватт должны
длительно выдерживать анодное напряжение на запертой лампе,
значительно превышающее напряжение на ИОС [139]. Разрабо-
Разработанный в нашей стране прибор [140] является лучевым тетродом
цилиндрической конструкции в металлокерамическом исполнении.
Его основные параметры: максимально допустимое напряжение
141

анода 150 кВ, ток анода до 100 А, мощность рассеяния на аноде
до 1 МВт.
В качестве ключа, обеспечивающего формирование фронта на-
напряжения и защиту при пробоях как в последовательной, так в
параллельной схемах электропитающих устройств (гл. 2), широ-
широкое применение могут получить высоковольтные быстродействую-
быстродействующие коммутаторы на базе электронно-лучевых вентилей [141], ко-
которые обеспечивают коммутацию напряжения до 150 кВ, ток в
стационарном режиме до 100 А при падении напряжения на вен-
вентиле около 1,5 кВ. Эти вентили имеют жесткую характеристику
управления, т. е. способны отключать ток нагрузки при приложен-
приложенном анодном напряжении, имеют малую инерционность, благо-
благодаря чему длительность фронта и среза импульса не превышает
нескольких микросекунд.
Устройства защиты ИОС, уменьшающие энерговыделение при
разряде паразитных емкостей, обычно строятся на базе схем с ин-
индуктивностью, включаемой с помощью обратносмещенного диода
[142], и с насыщаемым трансформатором [143], которые подробно
описаны в литературе.
ГЛАВА 6
ИНЖЕКТОР НА ОСНОВЕ ОТРИЦАТЕЛЬНЫХ ИОНОВ
§ 6.1. Выбор параметров инжектора
Разработка проектов крупных токамаков, способных работать
в составе термоядерных электростанций (ТЯЭС), показывает, что
для проникновения инжектируемых .частиц в глубь плазмы и на-
нагрева плазмы по всему объему требуются пучки нейтральных ато-
атомов с энергией от нескольких сотен килоэлектронвольт до несколь-
нескольких мегаэлектронвольт. Например, на рис. 6.1 показано распреде-
распределение мощности, выделяющейся в токамаке в результате иониза-
ионизации пучка инжектируемых атомов и усредненной по объему соот-
соответствующего тороидального слоя. Инжекция производится по
касательной к оси токамака. Из рисунка видно, что атомы с энер-
энергией 200 кэВ и ниже в основном ионизируются в периферийных
слоях плазмы и, следовательно, имеют большую вероятность вы-
выхода на стенку камеры. Атомы с энергией 600 кэВ и выше иони-
ионизируются по всему сечению плазмы и образуют максимум плотно-
плотности в центре плазменного шнура, что благоприятствует удержа-
удержанию этих частиц. Оптимальная энергия инжектируемых частиц
меняется в области 0,5—2 МэВ в зависимости от формы распреде-
распределения плотности плазмы по радиусу шнура.
Пучки нейтральных атомов с энергией 0,4—0,6 МэВ требуют-
требуются также в токамаках, где термоядерная энергия выделяется в ос-
основном при столкновениях частиц пучка с относительно холодной
142

плазмой, — в так называемых двухпучковых токамаках. При энер-
энергии ~0,4 МэВ система имеет максимальный к. п. д.
В открытых ловушках с амбиполярным потенциалом преду-
предусмотрено использование пучков с энергией частиц на уровне 1 МэВ.
Рис. 6.1. Распределение
мощности в токамаке,
выделяющейся в резуль-
результате ионизации инжек-
инжектируемого пучка атомов
с различной энергией.
(Сплошные кривые полу-
получены для равномерного
распределения плотности
плазмы, пунктирная —
для параболического.
Размеры токамака: R =
= 7 м, а—2 м. Плотность
плазмы на оси 2х
Xld4 см-3.)
Как показывают приведенные здесь примеры, в области УТС
имеется целый ряд проектов установок, базирующихся на исполь-
использовании пучков нейтральных атомов с энергией ~0,5—2 МэВ. Мы
уже видели (см. рис. 1.6), что единственно приемлемый способ по-
получения таких пучков — перезарядка («обдирка») отрицательных
ионов, ускоренных до соответствующей энергии.
Мощность инжектируемых нейтральных потоков определяется
параметрами токамака и' режимом его работы, т. е. объемом и
плотностью плазмы, временем жизни частиц плазмы и их энергией;
условием, что инжектор должен восполнять всю энергию, уноси-
уносимую частицами на стенки, или же только часть ее. Так, для тока-
токамака с размерами и плотностью плазмы, представленными на
рис. 6.1 (У=10з м3; яПл~2-1020 м; 7^10 кэВ; т?~1~2 с), при
условии, что все потери энергии из плазмы восполняются инжек-
инжектируемым пучком, мощность инжекции должна составлять
~200 МВт. Если большая часть потерь компенсируется за счет
энергии а-частиц, то инжектор может служить регулятором мощ-
мощности реактора, восполняя только остающуюся часть потерь.
В этом случае инжектор может иметь мощность ~5—10 МВт.
По-видимому, создать один инжектор мощностью 200 МВт нере-
нереально, и дальнейшее рассмотрение покажет, почему.
К вопросу о мощности инжектора можно подойти с другой сто-
стороны, а именно рассмотреть, какая мощность наиболее приемлема
143

Для одного модуля с точки зрения удобства работы с йим и раз-
разработанности его элементов. Полная же мощность инжекции
должна набираться как сумма мощностей отдельных модулей.
Если основываться на схеме получения отрицательных ионов
с помощью двойной перезарядки положительных ионов (см. § 2.2),
то за исходный элемент модуля следует принять источник поло-
положительных ионов. Существующие в настоящее время источники
положительных ионов имеют ток не свыше 100 А, и, по-видимому,
этот параметр источников не будет существенно увеличен.
Ток отрицательных ионов, полученных перезарядкой такого
пучка, может составлять 12—25 А и соответственно ток нейтраль-
нейтральных атомов после «обдирки»—10—20 А. При энергии частиц
0,5—1 МэВ это дает 5—20 МВт в одном модуле. Проведенные
оценки являются предварительными, позволяющими примерно оце-
оценить мощность одного модуля и полное число таких модулей. Бо-
Более точные расчеты мощности должны быть сделаны после прора-
проработки конструкционной схемы модуля и должны учитывать все
возможные потери частиц по тракту.
Один из важнейших параметров инжектора — длительность им-
импульса. Инжекторы с использованием отрицательных ионов долж-
должны работать в составе термоядерных электростанций или в уста-
установках, близких к ним по параметрам. В связи с этим режим ра-
работы инжектора должен быть стационарным или по крайней мере
с импульсами длительностью порядка 10 с. Такой режим почти
со всех точек зрения должен рассматриваться как стационарный.
Перечисленные выше главные параметры инжектора: энергия
частиц, мощность, длительность импульса, а также необходимость
очистки пучка от сравнительно медленных нейтральных атомов и
быстрых ионов определяют состав оборудования инжектора и его
размеры. Наряду с этим на размеры инжектора влияют такие па-
параметры, как размеры входных окон и допустимые углы сходимо-
сходимости пучков.
Конструкция инжектора зависит также от длительности пред-
предполагаемой кампании и необходимости сравнительно быстрой за-
замены элементов инжектора, выработавших свой ресурс. В инжек-
инжекторах, предназначенных для работы в составе ТЯЭС, большое зна-
значение приобретает защита от нейтронного облучения.
Рассмотрим инжещионную систему мощностью 200 МВт с
энергией нейтральных атомов 0,5 МэВ, работающую стационарно
[145]. Входные окна имеют размер 0,3X3 м, а допустимые углы
инжекции для пучков составляют ±3° в горизонтальном направ-
направлении и ±20° в вертикальном. Инжекция в установку нейтраль-
нейтральных атомов с энергией 5—10 кэВ нежелательна.
§ 6.2. Конструкционная схема инжектора
Первый шаг при конструировании инжектора — выбор схемы
получения отрицательных ионов. В настоящее время для создания
мощных пучков отрицательных ионов водорода разработано два
144

метода: получение отрицательных ионов непосредственно из плаз-
плазмы, как, например, в поверхностно-плазменных источниках [105],
и из положительных ионов путем двойной перезарядки их в парах
щелочных металлов. В первом случае несомненное достоинство
схемы — большая простота (отсутствуют первая перезарядная
мишень и поток нейтральных атомов с энергией 1 —10 кэВ). Од-
Однако ионные источники такого типа работают с импульсами дли-
длительностью 1 —10 мс, и перевод их в стационарный режим пока
весьма проблематичен.
Рис. 6.2. Схема модуля инжектора:
/ — источник положительных ионов; 2 — перезарядная мишень /; 3 — система доускоре-
ния; 4 — поворотный магнит; 5 — приемник низкоэнергетичных атомов; 6 — криопанели; 7 —
«обдирочная» мишень //; 8 — приемники положительных и отрицательных ионов; 9 — высо-
высоковакуумные насосы; 10 —- вакуумные затворы; // — соседний модуль
Во втором случае элементы, необходимые для организации
двойной перезарядки (источники положительных ионов и переза-
перезарядные мишени), более близки к стационарным. Существующие
экземпляры перезарядных мишеней работают в стационарном ре-
режиме десятки часов [146]; мощные источники положительных
ионов уже сейчас работают с импульсами длительностью в деся-
десятые доли секунды, и создание таких источников, работающих ста-
стационарно,— вопрос технологии [147].
Итак, остановимся на методе двойной перезарядки. Выше мы
видели, что в этом случае при энергии инжектируемых частиц
0,5 МэВ мощность одного модуля (рис. 6.2) составляет ~5 МВт.
Размеры модуля 2X2 м в поперечном сечении при длине тракта
пучка от ионного источника до входного окна порядка 20 м. При
указанных выше допустимых значениях входных углов размер
ЮЗак. 223
145

поверхности для размещения источников составляет 2X12 м. Та-
Таким образом, один инжектор может состоять из шести модулей об-
общей полезной мощностью ~30 МВт. Для создания требуемой
мощности 200 МВт необходимо иметь 7—8 таких инжекторов с
полным числом модулей 42—48.
Рассмотрим подробнее схему одного модуля. Основные элемен-
элементы модуля: источник положительных ионов / с энергией 1 —10 кэВ
(см. рис, 6.2); перезарядная мишень /, преобразующая пучок по-
положительных ионов с помощью двойной перезарядки в отрица-
отрицательные B); система доускорения пучка отрицательных ионов до
энергии 500 кэВ C); мишень //, на которой происходит «обдир-
«обдирка» отрицательных ионов G).
После мишени / пучок состоит из отрицательных ионов с
энергиями ЕОу Е0/2 и Е0/3 и из пучка нейтральных атомов с тем
же набором энергий. Однако в данном случае нежелательно, что-
чтобы пучок нейтральных атомов со сравнительно низкими энергия-
энергиями инжектировался в установку, так как его энергия выделится
в очень узком внешнем слое плазмы, а обусловленная им допол-
дополнительная газовая нагрузка на систему откачки токамака в не-
несколько раз превысит нагрузку от пучка частиц с высокой энер-
энергией. Чтобы отделить пучок нейтральных атомов с низкой энергией
от пучка отрицательных ионов, первоначальное направление пучка
положительных ионов, а следовательно, и нейтральных атомов вы-
выбирается так, чтобы оно составляло угол ~20° с направлением на
входное окно. Пучок отрицательных ионов «доворачивается» на
этот угол с помощью специального магнита 4. Поворот может осу-
осуществляться как после мишени /, так и после системы доускоре-
доускорения. В первом случае из пучка наряду с нейтральными атомами
выводятся отрицательные ионы с энергией EQj2 и Е0/3. Если по-
поворот осуществляется после системы доускорения и составляет не-
небольшой угол (~20°), то компоненты пучка отрицательных ионов
не разделяются в пространстве и могут быть использованы для
инжекции в установку. Это позволяет существенно повысить ко-
коэффициент использования пучка.
Для приема пучка нейтральных атомов служит токоприемник 5.
В рассматриваемом инжекторе токоприемник нейтральных атомов
расположен вблизи пучка, и приходится применять мощные сред-
средства, чтобы откачать большие потоки газа, выделяющегося с то-
токоприемника. Если токоприемник атомов удалить от пучка, то
можно создать дифференциальную откачку газа и получить нуж-
нужное давление с помощью менее мощных откачных средств. Одна-
Однако если, как в данном примере, рассматривается модуль инжек-
инжектора, то его поперечные размеры должны быть по возможности
минимальными.
После «обдирочной» мишени // в пучке наряду с полезной ком-
компонентой — нейтральными атомами — остаются отрицательные ио-
ионы и появляются положительные. Инжекция этих компонент неже-
нежелательна, так как в магнитном поле ловушки их траектории искри-
искривятся и они могут попасть в случайные места атомопровода, вы-
146

зывая вредные эффекты: прогорание стенок или сильное газовы-
газовыделение. Для выведения этих частиц из пучка после мишени //
можно поставить специальный магнит или воспользоваться собст-
собственным полем установки. В приведенной схеме (см. рис. 6.2) от-
отклонение заряженных частиц осуществляется магнитным полем,
создаваемым плазменным током в токамаке. Пучки заряженных
частиц принимаются мощными токоприемниками 8.
Небольшие размеры входного окна в горизонтальном направ-
направлении требуют, чтобы размер пучка в этом направлении был ми-
минимально возможным. Этого можно достичь, располагая щели в
ИОС источников в горизонтальном направлении. Угол расходимо-
расходимости вдоль щелей может составлять ±0,5°, а при доускорении он
уменьшится еще в несколько раз. Предварительная оценка пока-
показывает, что горизонтальный размер пучка на входе в установку
будет порядка ±10 см. При более точном расчете следует учесть
аберрации в системе доускорения и в поворотном машите, рассея-
рассеяние на мишенях и на колебаниях вторичной плазмы.
Исходный горизонтальный размер пучка определяется длиной
щелей в ионном источнике. По-видимому, длина щелей больше
12 — 15 см нереальна из-за неустойчивости перемычек, образующих
щели, при тепловом расширении. Вертикальный размер источника
не ограничен. Для источника с током 100 А и средней плотностью
тока 0,1 А/см2 этот размер ~1 м. Таким образом, ионный и ато-
атомарный пучки по всей длине тракта представляют собой ленточные
пучки с большим вертикальным (~1 м) и малым горизонталь-
горизонтальным (~10—20 см) размерами. Проходные окна всех элементов
модуля инжектора должны выбираться с учетом этих размеров
пучка.
Требования к вакууму в разных частях инжектора различны.
Между ионным источником и мишенью / давление газа может
быть ^Ю-1 Па (при большем давлении возможны пробои в
источнике). Перезарядка пучка положительных ионов в нейтраль-
нейтральные атомы на этом участке не вызывает дополнительных потерь.
Вакуумные условия во второй части инжектора (между мишенями
/ и //) определяются потерями отрицательных ионов из-за об-
обдирки на остаточном газе на пути от мишени / до конца пово-
поворотного магнита. На пути от магнита до мишени // обдирка не
приводит к потерям пучка. При давлении ~10~3 Па потери со-
составляют несколько процентов C%). Третья часть инжектора
находится между мишенью // и входом в токамак. Здесь имеется
пучок нейтральных атомов с энергией 500 кэВ на длине порядка
10 м (длина берется с учетом длины атомопровода). Потери в
3% здесь получаются при вакууме 5» 10~4 Па.
Важное значение для конструкции инжектора имеет способ по-
подачи высокого напряжения. Возможны два варианта (рис. 6.3).
Первый, когда ускоряющее напряжение (отрицательное) подает-
подается на ионный источник и первую мишень, остальная часть уста-
установки находится под потенциалом земли. Во втором варианте
источник и первая мишень находятся под потенциалом земли, а
10* 147

доускорение производится подачей высокого положительного на-
напряжения на часть установки от первой мишени до второй. Каж-
Каждый вариант имеет свои преимущества и недостатки. Так, в пер-
первом варианте через разделительные трансформаторы подается до-
довольно большая мощность для питания ионного источника, но при
этом требуется всего один проходной изолятор. Во втором вари-
варианте упрощается питание ионного источника, появляется возмож-
-400кВ
6
+ 10кЪ
=v
2 Л 4 \5
--500КВ
Рис. 6.3. Распределение потенциалов
в инжекторе в случае, когда ионный
источник и мишень / находятся под
большим отрицательным потенциалом
(а) и когда ионный источник и ми-
мишень / под потенциалом земли (б):
1 — ионный источник; 2 — мишень / для
двойной перезарядки; 3 — система доуско-
рения отрицательных ионов; 4 — мишень //
для обдирки отрицательных ионов; 5 —
область торможения оставшихся отрица-
отрицательных ионов
ность организовать рекуперацию энергии оставшихся отрицатель-
отрицательных ионов, но усложняется изоляция высоковольтной части. В схе-
схеме инжектора, рассматриваемого здесь в качестве примера, вы-
выбран первый вариант.
§ 6.3. Элементы ионно-атомного тракта
Ионный источник. Источником положительных ионов может
служить сильноточный источник любого типа (см. § 3.3). Рассмот-
Рассмотрим особенности работы источника в составе инжектора отрица-
отрицательных ионов. Первая особенность — работа с относительно ма-
малыми вытягивающими напряжениями. Согласно формуле C.8),
плотность ионного тока падает с уменьшением напряжения. Отча-
Отчасти это падение можно компенсировать, сближая электроды. Из
условия электрической прочности зазора C.18) при напряжении
10 кВ зазор d\ можно уменьшить до 1 — 1,5 мм, однако это слабо
сказывается на величине йэф, поскольку в нее слагаемыми вхо-
входят толщина эмиссионного электрода tx и ширина вытягивающей
щели бг. Толщина электрода выбирается из условия прочности и
возможности охлаждения и, по-видимому, сильно меняться не мо-
может: tx =€ 2 мм. Ширина вытягивающей щели определяется усло-
условиями фокусировки пучка, и при ускоряющем напряжении 10 кВ
262~1,5 мм. При подстановке этих значений в формулу C.8) по-
получается, что плотность тока ионов дейтерия / = 0,25 А/см2. Про-
Прозрачность ИОС, т. е. отношение площади эмиттирующей поверх-
поверхности плазмы ко всей площади ИОС,_ составляет 30—40%. Сле-
Следовательно, средняя плотность пучка /~0,1 А/см2. При уменьше-
148

нии энергии ионов, а следовательно; и ускоряющего напряжения
U эта плотность должна быстро уменьшаться (примерно как
С уменьшением энергии пучка растет его угловая расходи-
расходимость. Как указывалось, угловая расходимость пучка в оптимуме
зависит от нескольких причин: температуры ионов Ти неточно-
неточности изготовления ИОС ДЛ, аберраций. Угловая расходимость, свя-
связанная с конечной температурой ионов в газоразрядной плазме,
растет, так как она зависит от отношения Т{/Ео, а энергия ионов
Ео уменьшается. Расходимость, связанная с неточностью изготов-
изготовления ИОС (Дф^Д/гМэф), растет, так как уменьшается <4Ф.
В настоящее время на источниках со сравнительно небольшой
площадью эмиссии (—10 см2) получен пучок с расходимостью
±3° поперек и 4=0,5° вдоль щелей при энергии ионов до 10 кэВ.
Увеличение угла расходимости с уменьшением энергии ионов
в первом приближении не опасно для инжектора в целом, по-
поскольку при последующем доускорении эти углы должны умень-
уменьшаться и тем сильнее, чем меньше была начальная энергия ионов.
Однако при больших углах расходимости требуется сильно увели-
увеличивать размер проходных окон в мишени / (см. рис. 6.2) и в си-
системе доускорения. В противном случае неизбежны потери в токе
пучка.
С уменьшением энергии ионов связана еще одна особенность
работы ионного источника. В гл. 3 было показано, что с уменьше-
уменьшением плотности тока изменяется компонентный состав извлекае-
извлекаемого пучка, снижается доля протонов (дейтонов) и увеличива-
увеличивается доля молекулярных ионов (D^" и D3 )¦ При плотности тока
порядка —0,25 А/см2 доля атомарных ионов может составлять все-
всего лишь 50—60%. Такое снижение выхода протонов, на .первый
взгляд, ухудшает коэффициент использования пучка (так оно и
происходит в инжекторах, использующих прямую перезарядку по-
положительных ионов в нейтральные атомы). В инжекторах, ис-
использующих цикл с отрицательными ионами, могут быть приме-
применены также и молекулярные ионы. Если выбрана подходящая
толщина мишени, то все молекулярные ионы диссоциируют, давая
соответственно два или три атомарных иона с энергией Е,0/2 или
Е&/3 (Ео— первоначальная энергия положительных ионов). По-
Поскольку в дальнейшем их энергия возрастает в десятки раз, на-
начальное различие в энергиях несущественно. Если доускорение и
очистка пучка организованы правильно, то все отрицательные
ионы, образовавшиеся в мишени /, могут быть ускорены, нейтра-
нейтрализованы в мишени // и использованы для инжекции. Толщина
мишени, обеспечивающая диссоциацию, в несколько раз превы-
превышает толщину мишени, необходимую для перезарядки. Выход от-
отрицательных ионов из частиц, родившихся при диссоциации, про-
происходит в соответствии с кривыми равновесного выхода (рис. 6.4).
В результате пучок, состоящий из атомарных и молекулярных
ионов, может иметь больший выход отрицательных ионов, чем
149

0,20
0,12
«чистый» пучок атомарных .ионов (рис. 6.5). Так, для пучка
ионов Dfj D2", D3" с содержанием компонент 60, 20 и 20% со-
соответственно максимальный выход составляет 0,18 (вместо 0,12
для пучка D^). Кроме того, максимальный выход сдвинут в сто-
сторону больших энергий, что, в свою очередь, увеличивает плот-
плотность тока. При диссоциации атомы
К i i i -I i I i i i i получают значительно больший уг-
угловой разброс, чем при перезарядке
(рис. 6.6) [148], однако они имеют
меньшую энергию, и при доускоре-
нии этот разброс в значительной
мере сглаживается.
При работе вблизи перезарядной
мишени ионный источник находится
в потоке паров щелочного металла,
24 ?Б+,кэВ вылетающих в проходные окна ми-
1 шени. Хотя при организации мише-
мишени принимаются все меры к сниже-
снижению этого потока, однако реально
он, по-видимому, будет не ниже
10~8 г,/(см2-с). При оседании такого
количества щелочного металла на
электродах ИОС источника возможны пробои — снижение элек-
электрической прочности в ускоряющем зазоре. Чтобы этого не проис-
происходило, электроды должны быть прогреты до температуры 200—
Л
I
1
V
\
к4*
ч
— и.
sss
8
16
Рис. 6.4. Зависимость коэффици-
коэффициента перезарядки положительных
ионов в отрицательные от энергии
первичного пучка DJ^~ [5]
?7кзВ
Рис. 6.5. Влияние компонентного со-
состава пучка на равновесный выход
отрицательных ионов. (Вблизи кри-
кривых указан процентный состав пучка
ионов D^, D+, D+)
смустер
ю12
яг"
да-'4
D~x10~
\
'\
Л
7
0
2
1
Рис. 6.6. Дифференциальные сечения
образования D°, D~ при диссоциации
молекулярных ионов D^~ в парах це-
цезия. Энергия пучка 2 кэВ
300° С. Частично такой прогрев производится самим ионным пуч-
пучком. Для большей надежности можно через трубки, образующие
охлаждаемую ИОС, прокачивать не воду, а нагретую жидкость
150

с температурой кипения 300° С и более, например полиэтилсилок-
сановую жидкость.
Итак, исходным элементом ионно-атомного тракта выбирается
стационарный ионный источник без магнитного поля с размерами
плазменного эмиттера 12x100 см, полным током 100 А и плотно-
плотностью тока 0,25 А/см2. Ресурс такого источника определяется ре-
ресурсом катодов и ИОС. Катоды представляют собой пластины из
гексаборида лантана. Срок службы таких катодов оценивается в
1000 ч. Срок службы ИОС определяется распылением материала
под действием ионной бомбардировки. Ток на ускоряющий элект-
электрод составляет примерно 10% тока источника, причем 50—70%
этого тока обусловлено ионами с энергией 1—2 кэВ. Коэффици-
Коэффициент распыления для таких ионов при покрытии электродов наи-
наилучшим с точки зрения распыления материалом — вольфрамом ра-
равен 10~3. Если учесть, что средняя плотность тока в ИОС 0,1 А/см2,
и допустить распыление материала электродов на глубину 2Х
Х10~2 мм (такова точность изготовления электродов), то срок
работы ИОС равняется 2-Ю3 ч.
Для обеспечения быстрой смены источников по мере выраба-
вырабатывания ими своего ресурса они подсоединяются к камере инжек-
инжектора через шибер 10 (см. рис. 6.2).
Перезарядные мишени. В качестве перезарядной мишени ис-
используется сверхзвуковая струя паров щелочных металлов. Это
объясняется рядом причин. Вынос рабочего вещества мишени че-
через проходные окна должен быть минимальным. В мишени, обра-
образованной паровой ячейкой, при интегральной толщине A—2) X
Х,Ю15 см<~2 и разумной длине ~1 м вынос вещества из мишени
составлял бы ~10~4 г-см-2-с-1. В мишени, образованной сверх-
сверхзвуковым потоком, вынос вещества может быть на уровне
10~8—10~9 Г'СМ~2-с-]. Как показано выше, мишень должна быть
своеобразным вакуумным затвором, т. е. с одной стороны от нее
давление газа может быть на уровне 10~2—10-1 Па, а с другой —
не хуже чем 10~3 Па. Такое удержание возможно, если состав-
составляющий мишень пар имеет направленную скорость. Удержание
тем лучше, чем выше скорость пара. Такому условию лучше всего
удовлетворяет сверхзвуковая струя.
При выборе рабочего вещества мишени принимается во вни-
внимание целый ряд факторов. Главный из них — это возможность
получения наибольшей плотности пучка отрицательных ионов, при
этом следует учитывать не только эффективность двойной пере-
перезарядки, но и энергию, при которой перезарядка имеет максимум.
Эта энергия определяет исходную плотность пучка положитель-
положительных ионов. Как видно из рис. 6.4, наибольшей эффективностью
обладает Cs, коэффициент перезарядки /(- = 0,25-^-0,3. Однако та-
такая эффективность наблюдается только при энергии ионов менее
1 кэВ. В этой области энергий получение пучков с достаточно
большой плотностью и малыми углами расходимости в настоящее
время кажется невозможным. Na имеет эффективность в 2—3 раза
меньшую, чем Cs, однако ее максимум лежит в области 5—ЮкэВ,
151

где можно получить пучки со средней плотностью ~0,1 А/см2. Из
сравнения других факторов также следует, что Na более предпоч-
предпочтителен. Для непрерывной работы мишени необходимо после кон-
конденсации иметь вещество в жидком состоянии. При температуре
конденсации Na имеет на порядок меньшую плотность паров, чем
Cs, и, следовательно, меньший вынос паров. В пользу Na говорит
также большая безопасность работы с ним.
Натриевая перезарядная мишень (рис. 6.7) состоит из пароге-
парогенератора 1 со сверхзвуковым соплом; сепаратора с закрылками 2,
Рис. 6.7. Конструкция перезарядной мишени непрерывного действия:
1 — парогенератор; 2 — сепаратор; 3 — окна для прохода пучка; 4 — промежуточный
денсатор; 5 — конденсатор; 6 — электромагнитный насос
152

ю1
Ю4
10
отсекающими внешнюю, расходящуюся часть струи; конденсато-
конденсатора 4, собирающего части струи, не попавшие в основной конден-
конденсатор 5. Окна 3 размером 15X100 см обеспечивают свободный
проход ионного пучка. Для обеспечения непрерывности в работе
Na из сепаратора и из конденсаторов в жидком виде поступает
на вход электромагнитного насоса 6 и с его помощью подается
в парогенератор. Плотность струи задается температурой паро-
парогенератора. Вынос вещества в окна оп-
определяется двумя причинами. Первая —
разворот струи на закрылках и вследст-
вследствие этого прямое попадание в окна. От
такого потока можно избавиться, созда-
создавая струю с достаточно большим числом
Маха. Практически достаточно М = 6Ч-Ю.
Вторая причина — нагрев поверхностей
конденсации теплом, приносимым стру-
струей, который можно уменьшить соответст-
соответствующим конструированием системы теп-
лосъема. Если с помощью теплосъема
удается получить на поверхности темпе-
температуру ~130°С, то плотность ожидаемо-
ожидаемого потока паров натрия составляет
10"8 г-см-2-с-1.
Свойства струи как вакуумного за-
затвора определяются диффузией дейтерия
сквозь поток натрия. Как показано в ра-
работе [149], соотношение давлений по
обе стороны струи определяется пара-
параметром
3 / v 1
л2 L vr Xti
(рис. 6.8). Как видим, удержание газа определяется не только
интегральной толщиной струи /г/, но также отношением высоты
струи L к ее толщине /, соотношением скоростей струи и газа
vn/vTy плотностью струи п, длиной свободного пробега X. Из фор-
формулы для параметра В2 видно, что, с точки зрения удержания га-
газа, невыгодно делать слишком большую высоту окна, невозможно
удержать газ, если пар покоится (^п = 0).
В предлагаемой конструкции откачка из области основного
конденсатора осуществляется бустерным насосом, при этом струя
работает как диффузионный насос. Скорость откачки его при на-
названных выше размерах проходных окон может достигать
(8—10) -103 л/с [150].
Парогенератор изготавливается из Nb; остальные части ми-
мишени — из нержавеющей стали.
Вторая перезарядная мишень по конструкции совпадает с пер-
первой. В отличие от нее здесь используется не Na, a Li. Это веще-
вещество имеет, с одной стороны, наибольший коэффициент «обдир-
П Зак. 223 153
1
Рис. 6.8. Зависимость пе-
перепада давления газа на
сверхзвуковой струе при
напуске газа с одной сто-
стороны от параметра В2

ки» — 0,65, а с другой — малый заряд Z и малую плотность па-
паров. Следовательно, загрязнение плазмы токамака веществом ми-
мишени в этом случае минимальное. Применение Li требует боль-
большей (на 200—300° С) температуры парогенератора. Использова-
Использование Nb в качестве конструкционного материала парогенератора
позволяет в той же конструкции работать с Li. В принципе вто-
второй мишенью может быть плазменная мишень с к. п. д. ~0,8~0,85
или лазерная мишень с к. п. д. ~0,95. Однако использование их
для «обдирки» пучков отрицательных ионов больших размеров
требует особых разработок.
U=-100kE
80
7/0 КЗ В
90 100'см
Рис. 6.9. Траектории ионов в системе доускорения при наличии электрода, за-
запирающего электроны
Мишени с двух сторон ограничены шиберами, позволяющими
производить очистку мишеней от Na или Li и их ремонт.
Система доускорения расположена внутри изолятора, соединя-
соединяющего заземленную часть установки и часть, находящуюся под
высоким потенциалом. Система доускорения отрицательных ионов
должна удовлетворять двум условиям: 1) создавать на выходе
почти параллельный пучок ионов и 2) отсекать электроны, обра-
образующиеся в пучке и ускоряющиеся вместе с ионами. Первое тре-
требование связано с большими расстояниями, на которые необхо-
необходимо транспортировать пучки, причем желательно, чтобы пучки
с различными начальными энергиями (ЕОу ?0/2, Е0/3) не сильно
расходились. Невыполнение второго требования может привести
к сильному снижению энергетического к. п. д. инжектора. Число
рождающихся в мишени электронов во много раз превосходит чис-
число отрицательных ионов. Система доускорения представляет со-
собой сток для этих электронов, причем, согласно работе [151], лишь
небольшая их часть может попасть в систему доускорения. Од-
Однако эксперименты показывают, что число их достаточно велико
[152]. Систему, удовлетворяющую условиям 1 и 2, можно было бы
создать, имея ряд плоских сетчатых электродов. В этом случае
фокусное расстояние всей системы было бы бесконечным, а пода-
подавая небольшой запирающий потенциал на вторую сетку (?/3ап<
<Е0/Зе), можно было бы отсечь электроны от отрицательных
ионов. Однако в системе доускорения плотность мощности дости-
154

гает нескольких киловатт на 1 см2, и создать сетку, выдерживаю-
выдерживающую такой поток мощности при стационарной работе, по-види-
по-видимому, невозможно. На рис. 6.9 представлена система из трех
электродов. На средний электрод подается запирающий потен-
потенциал. Длина электрода выбрана из условия, что по всему попе-
поперечному сечению электрода 0<?/<?о/3е, это означает, что по все-
2/Окй
ЛЮкВ
Кем
•
•
•
•
• •
••
4
©
••
»
»•
•
•
1
о
-0,04 -0,02 0 0/12 0,04 0,06 0,08 0,10 0,12 OY/OX
5
Рис. 6.10. Траектории ионов в системе доускорения с монотонным нарастанием
потенциала (а) и фазовая диаграмма пучка после системы доускорения (б)
му сечению электроны запираются, а отрицательные ионы с энер-
энергией Е0/3 и выше проходят. На том же рисунке приведены траек-
траектории ионов. Система оказывается короткофокусной и непригод-
непригодной для транспортировки пучков на большие расстояния.
Система, принятая для данного проекта, не предусматривает
отсечения электронов. Она представляет собой ряд плоских элект-
электродов E—7) с плавно нарастающим потенциалом (рис. 6.10). От-
Отверстия в электродах согласуются с размерами пучка в этом ме-
месте и равны 20X100 см. Плоские электроды позволяют получить
почти параллельный пучок. Расстояние между электродами и по-
потенциал на них выбраны так, чтобы на границе пучка аппрокси-
аппроксимировался закон нарастания потенциала в параллельном пучке
[153]. Расчеты показывают, что такая система дает оптимальный
И* 155

пучок при определенной плотности тока. Для щели шириной 20 см
оптимальная плотность составляет примерно 15 мА/см2. На том
же рисунке приведена фазовая диаграмма пучка после системы
доускорения. При увеличении плотности расстояние между элект-
электродами следует уменьшать.
Отсечка электронов в данной системе доускорения произво-
производится с помощью слабого поперечного магнитного поля. Эффектив-
Эффективность такой отсечки должна быть проверена экспериментально.
Система доускорения работает в составе стационарного инжек-
инжектора, поэтому в ней предусмотрен съем тепла с помощью жидкого
теплоносителя. Кроме того, выбор в качестве теплоносителя по-
лиэтилсилоксановой жидкости позволяет поддерживать электроды
при температуре ~300° С и тем самым избежать напыления Na.
Поворотный магнит. Функция поворотного магнита довольно
простая — разделить пучок отрицательных ионов и поток нейтраль-
нейтральных атомов с энергиями Ео, EJ2, Е0/3. При повороте не должны
ухудшаться оптические свойства пучка. Поэтому большая часть
поворота совершается в однородном магнитном поле, которое
не вносит изменений в структуру пучка. В спадающем поле про-
происходит примерно 1/5 поворота. Здесь пучок получает дополни-
дополнительную фокусировку и возникают небольшие аберрации.
Магнит имеет зазор 20 см, ширина башмаков ~1 м, длина
башмаков ~1,5 м. Напряженность магнитного поля ~500 Э.
Приемник атомов представляет собой плоский электрод, ох-
охлаждаемый водой. Средняя тепловая нагрузка составляет
800 Вт/см2. Большую проблему представляет распыление поверх-
поверхности приемника. Даже для W распыление составляет около
3 мм/год. По-видимому, потребуется смена приемника через 1 —
2 года. Чтобы уменьшить вынос вещества с поверхности прием-
приемника в остальные части инжектора, она может быть выполнена
в виде ячеек с глубиной, превышающей в 5 раз входные размеры
ячейки. В этом случае распыленное вещество в основном садится
на стенки ячейки. Внешний вынос уменьшается в ~20 раз.
Приемники отрицательных и положительных ионов. После
«обдирочной» мишени // в пучке нейтральных атомов присутствуют
положительные и отрицательные ионы примерно в равных коли-
количествах (по 17—18%). Поворот этих компонент не предъявляет
жестких требований к форме отклоняющего магнитного поля. Пуч-
Пучки положительных и отрицательных ионов принимаются охлаж-
охлаждаемыми приемниками. Основную трудность представляет тепло-
съем, так как средняя плотность мощности составляет 3 кВт/см2.
В то же время проблема распыления вещества здесь стоит не так
остро, как в приемнике атомов. Поток частиц здесь в 16 раз мень-
меньше, к тому же коэффициент распыления при энергии 500 ,кэВ в
5 раз меньше, чем при энергии 10 кэВ.
Экранировка инжектора от магнитного поля токамака. Расче-
Расчеты показывают, что в области транспортировки отрицательных
ионов напряженность магнитного поля плазменного тока состав-
составляет 50—100 Э. Допустимое смещение траектории не превышает
156

5 см и получается при напряженности магнитного поля ~ 1 Э. Та-
Таким образом, экранировка должна уменьшить напряженность от
100 до 1 Э.
Размеры пучка. Подробное рассмотрение элементов ионно-атом-
ного тракта позволяет провести более точный анализ размеров
пучка по всей длине тракта с использованием фазовых диаграмм.
Считаем, что пучок сначала фокусируется с помощью искривления
эмиттирующеи поверхности в горизонтальном направлении и сдви-
сдвига щелей в ИОС в вертикальном направлении. Начальный фокус
системы лежит на расстоянии 6,6 м от источника или на рас-
расстоянии 2,6 м от системы доускорения.
Предположим, что при доускорении увеличивается только
продольная энергия и вследствие этого изменяется фокус пучка
в УЕ/Е$ раз. Окончательно фокус получается в плоскости вход-
Таблица 6.1
Характеристики пучков, образованных из различных компонент первичного ионного
пучка
Название узла
Зарядовое состоя-
состояние
I
5 а
I!
и s
Ионный источ-
источник
Первая мишень
Система доуско-
доускорения
Вторая мишень
Входное окно
Первый прием-
приемник
Второй приемник
D+ D+ D+
лО тл—
11
22
6,6
15
D?. DJ-, D+
D?
10
10
5
3
10
5
3
) 510
505
J 503
) 510
505
J 503
510
505
503
10
5
3
510
505
503
100x12
90x12
) 80X12
90X18
J 90x20
} 80x12
90x18
j 90x20
) 70X8
90x12
j 90x15
) 65x10
90X12
J 90x12
) 70X12
90x25
J 90X30
170x6
90X10
J 90X12
1
0,82
9
5,8
0,82
1,6
0,83
0,92
0,68
6,6
10,7
7,5
0,58
2,1
83
17
75 (экв)
100 (экв)
13
14 (экв)
3,7
3,7
15 (экв)
93 (экв)
5
157

ного окна установки. Считаем также, что в плоскости источника
распределение плотности в фазовом пространстве микроканониче-
микроканоническое и определяется величинами: X=±Q см; Х'=±0,01; Y =
-±50 см; У' = ±0,05.
С помощью фазовых диаграмм рассчитаны размеры пучков,
образованных из различных компонент первичного ионного пучка.
Эти данные сведены в табл. 6.1. Значения средней плотности мощ-
мощности и средней плотности пучков легко получаются из известных
размеров (см. табл. 6.1).
§ 6.4. Система откачки
Средства откачки в различных частях установки определяются
газовыми потоками и требованиями к вакууму в данном месте.
В первом объеме основной поток газа идет из ионного источника.
При газовой эффективности 30—40% этот поток составляет 1,5—
2,0 м3-Па/с. Скорость откачки струи позволяет поддерживать
здесь вакуум на уровне 2-Ю Па. Для уменьшения этого дав-
давления между источником и мишенью / располагается система
криогенной откачки с площадью панелей 4 м2. При скорости от-
откачки 102 м3/(с-м2) это обеспечивает вакуум 5-10~3 Па. Перетеч-
Перетечки газа через струю при таком вакууме несущественны.
Во втором объеме поток газа определяется пучком нейтраль-
нейтральных атомов с энергией ?0, Е0/2, Е0/3 и составляет ~0,8 м3-Па/с.
Для поддержания необходимого вакуума (— 1 -10—3 Па) нужно
иметь 8 м2 криопанелей. При высоте ланелей 1 м и расположе-
расположении их по обе стороны пучка необходима длина тракта от пово-
поворотного магнита до мишени // более 4 м. Такая же примерно
длина требуется в этом месте для разделения пучков ионов и нейт-
нейтральных атомов.
Газовый поток в третьей части инжектора определяется нейт-
нейтрализацией пучков положительных и отрицательных ионов на то-
токоприемниках и составляет 6-10~2 м3-Па/с. Площадь криопане-
криопанелей, достаточная для поддержания нужного вакуума, составляет
1,2 м2.
Конструкция криопанелей описана в § 5.4 (см. рис. 5.6).
Если считать, что толщина намороженного дейтерия составляет
0,5 мм, то емкости панелей хватает, чтобы работать в первом
объеме 20 ч, во втором— 100 ч, в третьем — 200 ч.
После того как слой водорода достигает критической толщины,
производится частичный отогрев криопанелей до температуры ис-
испарения водорода и обезгаживание поверхностей в течение ~ 1 ч.
Выделившийся дейтерий откачивается форвакуумной системой. Для
получения в инжекторе предварительного разрежения служат так-
также высоковакуумные диффузионные насосы.
Обезгаживание модулей одного инжектора может быть сдвину-
сдвинуто во времени. Поэтому все шесть модулей могут откачиваться по
очереди одними и теми же форвакуумными и диффузионными на-
насосами. Каждый модуль имеет свою систему шиберов, отсекаю-
отсекающую его от системы предварительной откачки.
158

§ 6.5. Система электропитания
Как указывалось, система электропитания модуля инжектора с
использованием отрицательных ионов содержит устройства элект-
электропитания: ионного источника с энергией частиц 5—10 кэВ и то-
током до 100 А, входящего в схему получения отрицательных ионов,
находящуюся под высоким потенциалом; системы доускорения
отрицательных ионов и вспомогательных цепей (перезарядных ми-
мишеней, поворотного магнита и т. п.).
Рис. 6.11. Устройство электропитания эмиссионного электрода источника низкой
энергии [154]
Принципы построения низковольтных электропитающих
устройств ГРК, высоковольтного электропитающего -устройства
ускоряющего электрода соответствуют принципам построения ана-
аналогичных устройств инжекторов с использованием положительных
ионов. По сравнению с устройствами электропитания эмиссионного
электрода указанных инжекторов в рассматриваемом случае это
устройство имеет значительно меньшее выходное напряжение, по-
поэтому принцип его построения несколько отличен от ранее описан-
описанных. Устройство электропитания эмиссионного электрода строит-
строится на базе управляемого выпрямителя и тиристорного формиро-
формирователя импульсов (рис. 6.11). Оно состоит из управляемого тири-
тиристорного выпрямителя Тр—УВ с емкостным фильтром Сф, после-
последовательного тиристорного ключа Т1 с блоком коммутации БК,
схемы ограничения токов короткого замыкания (Т2—Lo, источ-
источник тока ИТ), параллельного тиристорного ключа ТЗ.
Схема работает следующим образом. Перед началом импуль-
импульса заряжается конденсатор Сф до заданного напряжения и через
тиристорный блок Т2 от источника тока ИТ пропускается ток, не-
несколько больший тока нагрузки. Затем включается тиристорный
блок Т1 и формируется фронт импульса. Стабилизация плоской
части импульса осуществляется управляемым выпрямителем УВ.
В момент окончания импульса, а также при пробоях в нагрузке
включается тиристорный блок ТЗ и подается импульс управления
на блок коммутации БК. После включения ТЗ к тиристорному
блоку Т2 прикладывается обратное напряжение, и он выключа-
выключается. Ток нагрузки ограничивается индуктивностью Lo, через ко-
которую после запирания Т2 он протекает. В течение этого вре-
времени осуществляется коммутация 77. При аварии в цепях ком-
159

мутации снимаются импульсы управления с выпрямителя УВ, и
он запирается, обесточивая нагрузку. На указанном принципе мо-
могут быть построены устройства электропитания эмиссионного
электрода, обеспечивающие фронт напряжения на нагрузке не ху-
хуже 5—10 мкс, к. п. д. — выше 0,93—0,95.
Устройство электропитания системы доускорения отрицатель-
отрицательных ионов должно обеспечивать на электродах последней посто-
постоянные напряжения в сотни киловольт с нестабильностями, вклю-
включая пульсации менее 1—2%, и защищать электроды при пробоях.
Рис. 6.12. Устройство электропитания системы доускорения:
1 — выпрямитель; 2 — фильтры; 3 — высокочастотный инвертор; 4 — суммирующий транс-
трансформатор; 5 — тиристорный прерыватель; 6 — высоковольтный выпрямитель; 7 — нагрузка
Отсутствие требований к формированию фронта, менее жесткие
требования к защите и высокие к. п. д. определяют построение
этого устройства без использования электронных регулирующих
или ключевых приборов в высоковольтной цепи постоянного тока.
Основу устройства электропитания составляет высоковольтный вы-
выпрямитель с малым уровнем пульсаций. Низкий уровень пульса-
пульсаций должен обеспечиваться при минимальной энергоемкости
фильтра; возможный путь реализации этого требования — исполь-
использование повышенной частоты питающего напряжения и многофаз-
многофазных выпрямительных схем, а также использование схем преобра-
преобразователей (инвертор — высоковольтный выпрямитель), в которых
достигаются режимы с малыми пульсациями выпрямленного на-
напряжения.
Структурная схема устройства электропитания, в котором ис-
используется повышенная частота питающего напряжения
(рис. 6.12), состоит из регулируемого выпрямителя с фильтром,
инвертора, работающего на повышенной частоте A0 кГц), тири-
сторного прерывателя и многофазного высоковольтного выпрями-
выпрямителя, на выходе которого включен насыщаемый трансформатор,
дающий временную задержку 125 мкс.
160

Регулировка и стабилизация напряжения на нагрузке осуще-
осуществляются путем изменения выходного напряжения низковольтного
регулируемого выпрямителя. При пробое в нагрузке сигнал с на-
насыщенного трансформатора вызывает снятие управляющих сигна-
сигналов с тиристорного прерывателя. Выпрямитель отключается за
время, примерно равное половине периода питающего напряже-
напряжения. В этот интервал времени ток пробоя ограничивается насы-
насыщенным трансформатором. На таком принципе предполагается
построить устройство электропитания системы доускорения ин-
инжектора экспериментального термоядерного реактора EPR [155].

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Bernstein W., Chehkin V. V., Kuo L. G. e. a. — In: Proc. of Conf. on Plas-
Plasma Physics and Controlled Nucl. Fus. Res. (Culham, 1965). V. 2. Vienna,
IAEA, 1966, p. 23.
2. Артеменков Л. И., Васильев Р. П., Галкин И. В. и др. — Там же, с 45.
3. Koensgen F. N.— In: Proc. of the 3-d Intern. Conf. on Plasma Phys. and
Controlled Nucl. Fus. Res. (Novosibirsk, 1968). V. 2. Vienna, IAEA, 1969,
p. 225.
4. Vlasenkov V. S., Kulygin V. M., Leonov V. M. e. a. —In: Proc. of the 6-th
Intern. Conf. on Plasma Phys. and Controlled Nucl. Fus. Res. (Berchtesga-
den, 1976). V. 1. Vienna, IAEA, 1977, p. 85.
5. PLT Neutral Beam Heating Results. — Proc. of the 7-th Intern. Conf. on
Plasma Physics and Controlled Nuclear Res. (Innsbruck, 1978). IAEA-CN-
37-C-3.
6. Coensgen F. N., Clauser J. F., Correll D. L. e. a.— In [4], v. HI, p. 135.
7. Пистунович В. И. Препринт ИАЭ-2422, М., 1974; Dawson J. M., Furth H. Р.,
Tenny F. Н. —Phys. Rev. Lett., 1971, v. 26, p. 1156.
8. Briggs R. J., Christofilos N., Hester R. E. e. a. — In [1], p. 211.
9. Dimov G. J., Zakajdakov V. V., Kishinevskij M. E. —In [3], v. 3, p. 177;
Fowler Т. К-, Logan B. G. — Comments Plasma Phys. and Contr. Fus., 1977,
v. 2, p. 167.
10. Семашко Н. Н., Ветров В. А., Владимиров А. Н. и др. — Вопр. атомной
науки и техники. Сер.: Термоядерный синтез, 1979, вып. 1, C), с. 3.
11. Месси Г. Отрицательные ионы. Пер. с англ. М., Мир, 1979. •
12. Кулыгин В. М., Панасенков А. А., Семашко Н. Н., Чухин И. А. — Журн.
техн. физ., 1979, т. 49, вып. 1, с. 169.
13. Dagenhart W. К-, Gardner W. L., Haselton H. H. e. a. —In: Proc. of the
7-th Symp. on Engng. Problems of Fus. Res. (Knoxville, 1977.) V. 1. N. Y.,
IEEE, 1977, p. 533.
14. Stirling W. L., Davis R. C, Jernigan Т. С. е. a. —In: Proc. of the 2-nd
Symp. on Ion Sources and Formation of Ion Beams, Berkeley, 1974, rep.
VI-10.
15. Новости термоядерных исследований в СССР. Оперативная информация,
1976, № 2, с. 12; 1977, № 5, с. 13; Semashko N. N., Kusnetsov V. V., Kry-
lov A. I.— In: Proc. of the Symp. on the Production and Neutralization of
negative hydrogen ions and beams. Brookhaven, 1977, p. 170.
162

16. Пипко А. И., Плисковский В. Я., Пенчка Е. А. Конструирование и расчет
вакуумных систем. М., Энергия, 1979.
17. Ветров В. А., Леонов В. В., Кряковкин В. П. и др. — В кн.: IV Всесоюз.
конф. по плазменным ускорителям и ионным инжекторам. Тезисы докла-
докладов. М., ВНТИЦ, 1978, с. 117; Frank R., Forth H. J. — In [13], v. 2, p. 969;
Bromberg L., Jassby D. L. — Ibid., p. 971; Feist J. H. — Ibid., p. 1787;
Chon T. S./Halama H. J. — Ibid., p. 1790; Ansley S P., Merz G. H., Simp-
Simpson W. R. —Ibid., p. 1801.
18. Vladimirov A. N.— In: Conference Papers Fachinformations Zentrum,
ISSNO 170-9003, 1979, N 4.
19. Владимиров А. Н., Семашко H. H. — Атомная техника за рубежом, 1979,
№ 6, с. 9.
20. Владимиров А. Н., Топельберг В. В. —См. [17], с. 119.
21. Бибергаль А. В., Маргулис У. Я., Воробьев Е. И. Защита от рентгеновских
и гамма-лучей. М., Медгиз, 1960.
22. Kim I. —Nucl. Technol., 1979, v. 44, p. 315.
23. Berkner K. H., Cooper W. S., McCaslin J. B. e. a. Preprint LBL-6366.
24 Пирс Дж. Теория и расчет электронных пучков. Пер. с англ. М., Сов. ра-
радио, 1956.
25. Brewer G. P. Focussing of Charged Particles II. N. Y., Academic Press,
1967.
26. Langmuir I., Blodgett K. — Phys. Rev, 1923, v. 22, p. 347; 1924, v. 24,
p. 49.
27. Harrison E. R. —J. Appl. Phys., 1958, v. 29, p. 909.
28. Coupland J. R., Green T. S., Hammond D. P. e. a.— Rev. Scient. Instrum,
1973, v. 29, p. 909.
29. Незлин М. В. — Журн. техн. физ, 1960, т. 30, с. 168.
30. Райко В. И.— Журн техн. физ, 1963, т. 33, с. 244.
31. Панасенков А. А., Семашко Н. Н. — Журн. техн. физ, 1970, т. 40, с. 2525.
32. Bohm D. Characteristics of Electrical Discharges in Magnetic Fields, ed. A.
Gutherie and R. K. Wakerling. N. Y, Me Graw-Hill, 1949.
33. Child С D. — Phys. Rev, 1911, v. 32, p. 492; Langmuir I. — Phys. Rev,
1913, v. 2, p. 450.
34. Левинтов И. И.— Докл. АН СССР, 1952, т. 85, с. 1247.
35. Cooper W. S., Berkner К. Н., Pyle R. V. — Nucl. Fusion, 1972, v 12, p. 263.
36. Ильин В. П. Численные методы решения задач электрооптики. Новосибирск,
Наука, 1974.
37. Болдасов В. С, Волков В. И., Свешников А. Г., Семашко Н. Н. — Докл.
АН СССР, 1974, т. 218, с. 1049.
38. Kulygin V. М., Panasenkov A. A., Semachko N. N. е. a.— In: [14], paper
II-Ю. LBL-3399, Suppl, 1974.
39. Кулыгин В. М., Панасенков А. А., Семашко Н. Н., Чухин И. А. Препринт
ИАЭ-2898. М, 1977; Журн. техн. физ, 1979, т. 49, с. 169.
40. Cooper W. S., Halbach К., Magyary S. В. — In [14], paper II-l.
41. Grisham L. R., Tsai С. С, Whealton J. H. e. a. — Rev. Scient. Instrum, 1977.
v. 48, p. 1037.
42. Сливков И. Н. Электроизоляция и разряд в вакууме. М, Атомиздат, 1972.
43. Berkner К. Н., Baker W. R., Cooper W. S. e. a-— In [14], paper VI-12.
44. Thompson E. — Ibid., paper II-7.
163

45. Kim J., Whealton J. H., Schilling G. — J. Appl. Phys., 1978, v. 49, p. 517.
46. Kim J., Gardner W. L., Menon M. M. —Rev. Scienl. Instrum., 1979, v. 50,
p. 201.
47. Berkner K. H., Cooper W. S., Ehlers K. W., Pyle R. V. —In [13], p. 1405.
48. Poeshel R. L., King H. J. — In [14], paper II-4.
49. Stewart L. Preprint ORNL-4982, 1974.
50. Григорьян В. Г., Латышев Л. А., Обухов В. А. и др. Препринт ИАЭ-3024,
М, 1978.
51. Hogan J. Т., Howe Н. С —J. Nucl. Mater., 1976, v. 63, p. 151.
52. Кулыгин В. М., Панасенков А. А. Препринт ИАЭ-3322, М., 1980.
53. Rapp D., Eglander-Golden P., Briglia D. D. — J. Chem. Phys., 1965,
a) v. 43, p. 1464; 6) v. 42, p. 4081.
54. Corrigan S. J. В. —J. Chem. Phys., 1965, v. 43, p. 4381.
55. Peart В., Dolder К. Т. —J. Phys. В., а) 1971, v. 4, p. 1496; 1972, v. 5,
p. 1554; 6) 1973, v. 6, p. 2409; в) 1974, v. 7, p. 236; r) ibid., p. 1567;
д) ibid., p. 1948.
56. Fite W. L., Brackman R. T. — Phys. Rev., 1958, a) v. 112, p. 1141; 6) ibid.,
p. 1151.
57. Neynaber R. H., Trujillo S. M. —Phys. Rev., 1968, v. 167, p. 63.
58. Barnett C. F., Ray J. A», Ricci E. e. a. Preprint ORNL-5206, 1977.
59. Каган Ю. М., Перель В. И. —Успехи физ. наук, 1963, т. 81, с. 409.
60. Langmuir I. —Phys. Rev., 1929, v. 33, p. 954.
61. Иванов А. А., Рудаков JI. И. — Журн. эксперим. и теор. физ., 1966, т. 51,
с. 1522.
62. Wood В. J., Wise H— J. Chem. Phys., 1962, v. 66, p. 1049.
63. Moore D. AIAA Paper 69-260, 1969.
64. Limpaecher R., MacKenzie K. R. — Rev. Scient. Instrum., 1973, v. 44, p. 726.
65. Stirling W. L., Tsai C. C, Ryan P. M. — Rev. Scient. Instrum., 1977, v. 48,
p. 533.
66. Фриш С. Э. Оптические спектры атомов. М., Физматгиз, 1963.
67. Габович М. Д. Физика и техника плазменных источников ионов. М., Атом-
издат, 1972.
68. Ehlers К. W., Kunkel W. В.—In: Proc. of the 2nd Intern. Conf. on Ion Sour-
Sources. (Vienna, 1972.) Vienna, SGAE, 1972, p. 259; Cooper W. S., Berk-
Berkner K. H., Pyle R. V. — Ibid., p. 264.
69. Кулыгин В. М., Малахов Н. П., Панасенков А. А. и др.— См. [17], с. 111.
70. Ehlers К. W. — In [13], р. 292; Berkner К. Н. Preprint LBL-7951, 1978.
71. Biagi L. A., Paterson J. A. —In [13], p. 1413.
72. Кудинцева Г. А., Мельников А. И., Морозов А. В. и др. Термоэлектронные
катоды. М.—Л., Энергия, 1966.
73. Семашко Н. Н., Пустовойт Ю. М., Владимиров А. Н. и др.— В кн.: Докл.
Всесоюз. конф. по инженерным проблемам термоядерных реакторов. Т. 2.
Л., НИИЭФА, 1977, с. 18.
74. Semashko N. N., Kulygin V. М., Panasenkov A. A. —In: Proc. of the 8-th
Symp. on Engng. Problems of Fus. Res. (San Francisco, 1979.) V. 1. N. Y.,
IEEE, 1979, p. 221.
75. Панасенков А. А., Романов В. И., Серегин В. С. Препринт ИАЭ-3375, М.,
1980.
76. Stirling W, L., Davis R. С, Jernigan Т. С. е. а, — In [14], paper VI-10.
164

7?. Whealton J. H., fsai C. C., Grisham L. fc. e. a. — In: Proc. Symp. on Produc-
Production of Negative Hydrogen Ions and Beams. (Brookhaven, 1977). BNL-50727,
1978, p. 129.
78. Menon M. M., Tsai С. С, Gardner W. L. e. a. — In [74], v. 2, p. 656.
79. Schechter D. E., Kim J., Tsai С. С. е. a. — Ibid., v. 2, p. 1038.
80. Fumelli M., Valckx F. P. G. —Nucl. Instrum. and Methods, 1976, v. 135,
p. 203.
81. Becherer R., Fumelli M., Valckx F. P. G. — In [13], p. 287.
82. Hershkowitz 1NL, Leung K. N., Romesser Th. —Phys. Rev. Lett, 1975, v. 35,
p. 277.
83. Stirling W. L., Ryan P. M., Tsai С. С, Leung К. N. — Rev. Scient. Instrum.,
1979, v. 50, p. 102.
84. Ehlers K. W., Leung K. N. —Rev. Scient. Instrum., 1979, v. 50, p. 1353. ,
85. Goede A. P. H., Green T. S. — In [74], v. 2, p. 680.
86. Forrester А. Т., Goebel D. M., Crow J. Т. —Appl. Phys. Lett., 1978, v. 33,
p. 11.
87. Аброян М. А., Голубев В. П., Комаров В. Л., Чемякин Г. В. Источники от-
отрицательных ионов. Л., НИИЭФА, 1974.
88. Sluyters Th. —In [14], paper VIII-2.
89. Дудников В. Г. Дис. на соиск. учен, степени докт. физ.-мат. наук. Новоси-
Новосибирск, 1977.
90. См. [67].
91. Belchenko Y. L, Dimov G. I., Dudnikov V. G. — In [77], p. 79.
92. Елизаров Л. И., Мартынов М. И. Препринт ИАЭ-3071. М., 1978.
93. Schulz G. I. —Phys. Rev., 1959, v. 113, p. 816.
94. Хвостенко В. И., Дукельский В. М. — Журн. эксперим. и теор. физ., 1957,
т. 33, с. 851.
95. Prelec K-, Sluyters Th. —Rev. Scient. Instrum., 1973, v. 44, p. 1451.
96. Sautter J. N. Philos. Doct. Thesis, Universite de Grenoble, 1968.
97. Peart В., Dolder К. Т. —J. Phys. В., 1975, v. 8, p. 1570.
98. Peart В., Dolder К. Т. —Comment Atom. Mol. Phys., 1976, v. 5, p. 97.
99. Арифов У. А., Аюханов А. X. —Изв. АН УзССР. Сер. физ.-мат. наук, 1961,
т. 6, с. 34.
100. Hiskes J. R., Karo A. Preprint UCRL-79512, 1977.
101. Габович М. Д., Найда А. П., Исаев Ф. М. — Укр. физ. журн., 1970, т. 15,
с. 6.
102. Bates D. R., Lewis I. Т. —Proc. Phys. Soc, 1955, A63, p. 173.
103. Golubev V. P., Nalivaiko G. A., Tsepakin S. G. — In: Proc. of the Proton
Linear Accelerator Conference. Los Alamos, 1972, p. 356.
104. Бельченко Ю. И., Димов Г. И., Дудников В. Г.— Журн. техн. физ., 1975,
т. 45, с. 68.
105. Belchenko Y. L, Dimov G. I., Dudnikov V. G. —In [14], paper VIII-1.
106. Ehlers K. W. — Nucl. Instrum. and Methods, 1965, v. 32, p. 309.
107. Габович М. Д. —Успехи физ. наук, 1955, т. 56, вып. 2, с. 215.
108. Глазер В. Основы электронной оптики. М., Гостехиздат, 1957.
109. См. [24].
ПО. Габович М. Д.— Успехи физ. наук, 1955, т. 56, вып. 2, с. 215.
111. Михайловский А. Б. Теория плазменных неустойчивостей. М, Атомиздат,
1975.
165

112. Иванов А. А. Физика сильнонеравновесной плазмы. М., Атомиздат, 1977.
113. Hooper E. В., Willman P. A. Preprint LLL, VCID-17559, 1977.
114. Трубников Б. А. — В сб.: Вопросы теории плазмы. Вып. 1. Под ред. акад.
М. А. Леонтовича. М., Атомиздат, 1963, с. 98.
115. Кулыгин В. М., Телегин В. И. — Атомная энергия, 1976, т. 41, вып. 4,
с. 247.
116. McClure G. W.~ Phys. Rev., 1963, v. 130, N 5, p. 1852.
117. Cm. [58].
118. Виноградова О. А., Димитров С. К-, Житлухин А. М. и др. — Атомная
энергия, 1972, т. 33, вып. 1, с. 586.
119. Виноградова О. А., Димитров С. К., Луцько А. С. и др. — Атомная энер-
энергия, 1977, т. 42, вып. 5, с. 411.
120. Морозов А. И., Лебедев С. В. — В сб.: Вопросы теории плазмы. Вып. 8.
Под ред. акад. М. А. Леонтовича. М., Атомиздат, 1974, с. 340.
121. Морозов А. И. Физические основы космических электрореактивных двига-
двигателей. Т. 1. М., Атомиздат, 1977.
122. Габович М. Д. —Успехи физ. наук, 1977, т. 121, вып. 2, с. 259.
123. Волков Б. И., Семашко Н. Н., Свешников А. Г.— Докл. АН СССР, 1971,
т. 201, № 4, с. 806.
124. Riviere А. С, Sheffield J. Preprint CLM-P435, 1975; Nucl. Fus., 1975, v. 15,
p. 944.
125. Dagenhart W. K., Blue С W., Haselton H. H. Preprint ORNL/TM-6374, 1978;
Ulrickson M. Preprint PPPL/TM-313, 1978.
126. Stewart L. D. Preprint PPPL-1469, 1978; Stewart L. D., Eubank H. P., Gri-
sham L. R. e. a. — In [74], v. 2, p. 845.
127. Kulygin V. M., Panasenkov A. A. — In [74], v. 2, p. 850.
128. Диагностика плазмы. Под ред. Р. Хаддлстоуна, С. Леонарда. Пер. с англ.
М., Мир, 1967.
129. Burrell С. F., Cooper W. S., Steele W. F. e. a. —In [13], v. 1, p. 374.
130. Кадомцев Б. Б. — Физика плазмы, 1975, т. 4, с. 531.
131. Ветров В. А., Леонов В. В., Кряковкин В. П. и др.— См. [17], с. 117.
132. Гусев О. А., Галкина Т. Г., Выходцев Л. А. и др. — См. [73], т. 3, с. 36.
133. Кацнельсон Б. В. Электровакуумные, электронные и ионные приборы. Спра-
Справочник. М., Энергия, 1976.
134. Владимиров А. Н., Либман И. С, Семашко Н. Н. и др. — Электронная
техника. Сер.: Электровакуумные и газоразрядные приборы, 1979, вып. 5,
с. 86.
135. Владимиров А. Н., Стельмаков В. Н., Топельберг В. В. и др. — См. [73],
т. 3, с. 47.
136. См. [18].
137. Hopkins D. В., Baker W. R., Lutz I. С. е. a. —In [13], v. 2, p. 1570.
138. Иссерлин Е. Б., Куперман Г. М., Робина В. М. — См. [73], т. 2, с. 10.
139. Deitz A., Murray H., Winij R. — In [13], v. 2, p. 1440.
140. Новости термоядерных исследований в СССР. Оперативная информация,
1979, № 2 A2), с. 19.
141. Переводчиков В. И. — Электротехника, 1980, № 6, с. 5; Переводчиков В. И.,
Зеленов В. Е., Липатов В. С. и др. — Там же, с. 7.
142. Baker W. R., Hopkins D. В., Owren H. M. Preprint UCID-3834, 1976.
143. Praeg W. R. —In [13], v. 2, p. 1087.
166

144. Smith M. E. — Ibid., p. 1105.
145. Крылов А. И., Кузнецов В. В., Семашко Н. Н. — Атомная энергия, 1980,
т. 48, с. 186.
146. Дьячков Б. А., Зиненко В. И., Павлий М. А., Петруша В. Ю. — Приборы
и техн. эксперим., 1978, т. 5, с. 37.
147. Tsai С. С, Stirling W. L., Haselton H. H. e. a.—In [13], р. 278.
148. Alvarez I., Barnet С. F., Bush С. Е. е. a. Preprint ORNL-4982, 1973, p. 30.
149. Крылов А. И., Кузнецов В. В. — Препринт ИАЭ-3330, М., 1980.
150. Semashko N. N., Kuznetsov V. V., Krylov A. I. —In [74], p. 853.
151. Hooper E. В., Tr., Anderson O. A., Willman P. A. Preprint UCRL-81518, 1978.
152. Semashko N. N., Kuznetsov V. V., Krylov A. I.— In [77], p. 170.
153. Соколов В. Г., Кузнецов В. В. Препринт ИАЭ-3329, М., 1980.
154. Владимиров А. Н., Каспари Ю. Р., Стельмаков В. Н. и др. — Электротех-
Электротехника, 1981, № 1, с. 45. ,
155. Fasolo J., Fuja R., Jung I. e.. a.--In [13], p. 568.

Николай Николаевич Семашко, Александр Николаевич Владимиров,
Виктор Васильевич Кузнецов, Владимир Михайлович Кулыгин,
Александр Александрович Панасенков
ИНЖЕКТОРЫ БЫСТРЫХ АТОМОВ ВОДОРОДА
Редактор Г. В. Чернышова
Художественный редактор А. Т Кирьянов
Обложка художника Е. И. Волкова
Технический редактор Л. Ф. Шкилевич
Корректор Л. С. Тимохова
ИБ № 951 (Атомиздат)
Сдано в набор 25.02.81. Подписано к печати 03.06 81.
Т-09875. Формат 60X90'/i6. Бумага тип. № 1. Гарнитура литературная.
Печать высокая. Усл. печ. л. 10,5 Уч.-изд. л. 11,29.
Тираж 1000 экз. Зак. изд. 77246. Зак. тип. 223 Цена 1 р. 70 к.
Энергоиздат, 113114, Москва, М-114, Шлюзовая набер., 10
Московская типография № 6 Союзполиграфпрома при Государственном
комитете СССР по делам издательств, полиграфии и книжной торговли.
109088, Москва, Ж-88, Южнопортовая ул., 24.