ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2004, том 30, № 2, с. 180-184
ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ
УДК 533.9
ИССЛЕДОВАНИЕ УБЕГАЮЩИХ ЭЛЕКТРОНОВ НА ТОКАМАКЕ ГЛОБУС-М
© 2004 г. А. Е. Шевелев, И. Н. Чугунов, В. К. Гусев, Ю. В. Петров, В. В. Рождественский, А. Б. Минеев*, Н. В. Сахаров, Д. Н. Дойников, А. Л. Изотов, С. В. Крикунов, В. О. Найденов, К. А. Подушникова, И. А. Полуновский, Д. Б. Гин, А. И. Чугунов
Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН *НИИ электрофизической аппаратуры им. Д.В. Ефремова Поступила в редакцию 24.07.2003г.
В экспериментах на сферическом токамаке Глобус-М в режиме омического нагрева плазмы проведены исследования поведения убегающих электронов. Использование в измерениях двух спектрометров жесткого рентгеновского излучения с высоким временным разрешением дало возможность наблюдать периодические всплески интенсивности жесткого рентгеновского излучения. Данный эффект может быть связан с МГД-колебаниями во внутренней области плазмы и на периферии.
1. ВВЕДЕНИЕ
Одним из методов исследования поведения термоядерной плазмы является изучение ускоренных в плазме (убегающих) электронов по жесткому рентгеновскому излучению (РИ), возникающему при торможении электронов на конструктивных элементах камеры токамака (диафрагмах). Важными характеристиками убегающих электронов являются изменение в процессе плазменного разряда их количества и максимальной энергии в зависимости от параметров плазмы. Для этих исследований используются методы сцинтилляционной гамма-спектрометрии, позволяющие измерять энергетические спектры жесткого рентгеновского излучения [1, 2].
Интерес к изучению убегающих электронов на сферических токамаках (СТ) вызван существенными различиями в структуре магнитного и электрического полей в поперечном сечении плазмы в СТ по сравнению с традиционными установками, которые вызывают ряд особенностей в поведении частиц. Предыдущие исследования, проведенные на сферическом токамаке Глобус-М [3, 4], показали, что ток убегающих электронов, обычно преобладающий в традиционных токамаках в режимах с низкими плотностями, не превышает 10-20% от общего плазменного тока и в режимах очень низких плотностей (0.15-0.3) х х 1019 м-3. Более того, на токамаке Глобус-М не удалось достичь режима разряда с преимущественным током убегающих электронов. При этом максимальная энергия убегающих электронов (около 3 МэВ) при очень низких плотностях не увеличивается с ростом тока. В случае большого срыва на конечной стадии разряда, в отличие от традиционных токамаков, не было замечено появления значительного количества убегающих
электронов в широком диапазоне изменения параметров плазмы.
С целью более детального исследования поведения убегающих электронов нами была модернизирована экспериментальная установка, описание которой и полученные с ее помощью результаты представлены в данной работе.
2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА
В настоящее время на сферическом токамаке Глобус-М (базисные параметры Я = 0.36 м, а = = 0.24 м, ВТ < 0.6 Тл, 1р < 0.5 МА) применяются две методики для исследования убегающих электронов по вызываемому ими жесткому рентгеновскому излучению. Одна, более ранняя - с использованием спектрометрического АЦП, оцифровывающего амплитуду импульса с анода ФЭУ сцинтилляционного детектора, которая пропорциональна зарегистрированной в кристалле энергии кванта. Прототипы этой установки применялись нами на Т-10, ФТ-2 и Туман-3М [5-7]. Другая, введенная в конце 2002 г., использует быстрый АЦП, действие которого основано на периодической оцифровке сигнала со сцинтилляционного детектора. Высокая частота оцифровки (была выбрана 15 МГц) и большой объем памяти (128 Мбайт) позволяют записать изменение напряжения на аноде ФЭУ за весь разряд и при последующей обработке данных построить временное и энергетическое распределения жесткого рентгеновского излучения.
Следующим шагом в развитии экспериментальной базы исследований была установка второго сцинтилляционного Ка1(Т1) детектора. Схема расположения детекторов представлена на рис. 1. Оба детектора защищены от рассеянного
М 2
Рис. 1. Схема расположения сцинтилляционных детекторов < 1 и < 2 относительно вакуумной камеры токамака (вид сверху). Буквой Д обозначены диафрагмы, на которые направлены коллиматоры, М1 и М2 - зонды Мирнова. Расстояние от детектора < 1 до обозреваемой диафрагмы 3 м; от детектора № 2 до соответствующей диафрагмы 3.5 м. Стрелкой показано направление вращения убегающих электронов.
излучения свинцовыми блоками и имеют коллиматоры, направленные на соответствующие диафрагмы в экваториальной плоскости камеры токамака. Сигнал с детектора № 1 (кристалл Ка1(Т1) размером 0150 х 100 мм) обрабатывается одновременно как спектрометрическим, так и первым
быстрым АЦП. Сигнал с детектора № 2 (кристалл Ка1(Т1) размером 070 х 70 мм) обрабатывается вторым быстрым АЦП. Энергетический диапазон измерений обычно составляет 0.1-8 МэВ, но может быть расширен до 20 МэВ. Запуск работы всей спектрометрической системы осуществляется от стартового импульса токамака, что обеспечивает синхронизацию с другими диагностиками.
Электронная блок-схема экспериментальной системы представлена на рис. 2, на котором показано, что она состоит из двух блоков. Один из них (Б1) изготовлен в стандарте КАМАК, а другой (Б2) интегрирован непосредственно в персональный компьютер. Время регистрации одного энергетического спектра блоком Б1 составляет от 10 мкс до 100 мс. Количество энергетических спектров, регистрируемых в одном разряде, равно 128, поэтому временной интервал измерения одного спектра не может быть выбран достаточно малым (обычно 1 мс). Этот блок позволяет сразу после плазменного разряда получить 128 энергетических спектров и, следовательно, временное распределение интенсивности рентгеновского излучения с фиксированным временным шагом, заданным до начала измерений. Из энергетических спектров можно оценить максимальную энергию убегающих электронов в различные моменты разряда.
№ 1
старт
—<\ к
У Ас —✓ Т К
Б1 КАМАК
У
а
У
Аб Аб
УАВ
шина РС1
шина КА
Б2
ПК
Рис. 2. Структура измерительной системы. Обозначения на схеме:
< 1 и < 2 - детекторы; Б1 - блок КАМАК, состоящий из модулей: У - усилитель, Ас - АЦП спектрометрический, Т - таймер и К - крейт контроллер; Б2 - интегрированный в компьютер измерительный блок, состоящий из: У - усилителей, Аб - быстрых АЦП, УАВ - устройства аналогового ввода.
250 200 150 100 50 0
- рт Г\ (а)
- , я Л 1 1 | 1
110 120 130 140 150 160 170 180 190 200
г, мс
100
^100
ы
т
е
ч
с
т
о
10 г
500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 4000
£ри, кэВ
10 Г
500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 4000
£ри,кэВ
100
10 =
500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 4000
Ери, кэВ
Рис. 3. Временная и энергетические зависимости жесткого РИ, зарегистрированного во время разряда 5926: а) - временная зависимость интенсивности жесткого РИ. Стрелками показано деление разряда на интервалы; б) - энергетический спектр жесткого РИ, соответствующий интервалу 100-142 мс разряда; в) -энергетический спектр жесткого РИ, соответствующий интервалу 142-154 мс разряда; г) - энергетический спектр жесткого РИ, соответствующий интервалу 154-190 мс разряда; Спектры (б)-(г) приведены в логарифмическом масштабе.
Высокая частота оцифровки блока Б2, построенного на быстрых АЦП (рис. 2), и больший объем памяти (128 Мбайт) позволяют проследить динамику выброса на стенку камеры токамака пучка ускоренных электронов с высоким временным разрешением. Записанная в памяти ПК осциллограмма напряжения с анода ФЭУ за весь разряд дает возможность, используя известную оцифрованную форму импульса, построить временные и энергетические распределения рентгеновского излучения. Хорошо известно [8, 9], что в линейном диапазоне спектрометрического тракта сцинтилляционного спектрометра форма импульса не зависит от амплитуды, определяется временем высвечивания кристалла и КС-постоянными элементов схемы, и с хорошей точностью описывается формулой:
и(Е, г) = А(Е)
г - Ч р
1-е
г - г0 Т2
где А(Е) - амплитуда импульса, пропорциональная зарегистрированной энергии кванта, г0 - время, соответствующее началу импульса; т1, т2, Р -параметры, соответствующие конкретной электронной схеме преобразования сигнала и временным характеристикам импульса высвечивания кристалла, которые определяются по экспериментально измеренной форме одиночных импульсов. В ходе обработки, записанной во время разряда информации программным методом проводится разделение наложенных импульсов, вычисление их амплитуды и построение амплитудных спектров (энергетического распределения). Временные интервалы, во время которых строится амплитудный спектр, могут произвольно задаваться и изменяться оператором в процессе обработки. На рис. 3 приведены временная зависимость интенсивности жесткого РИ (а), зарегистрированного во время разряда № 5926, и три энергетических спектра, проинтегрированных по различным временным интервалам: (б)-(г). Максимальная энергия жесткого РИ во время этих интервалов составила 2.3, 3.3 и 3.6 МэВ, соответственно. На рис. 3(а) стрелками показано деление разряда на временные интервалы.
3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ
При помощи установки, состоящей из двух детектирующих модулей, сигнал с которых обрабатывался как новыми быстрыми АЦП, так и спектрометрическим АЦП, была проведена серия экспериментов по изучению убегающих электронов на токамаке Глобус-М в режиме омического нагрева (ОН) в широкой области изменения параметров. Ток плазмы менялся от 0.1 МА до 0.25 МА, плотность плазмы изменялась в области (0.5-5) х 1019 м-3, а магнитное поле на оси плазмы менялось от 0.29 Тл до 0.45 Тл. Анализ полученных результатов проводился с привлечением информации, полученной с датчиков МГД, детекторов мягкого РИ и потокового детектора жесткого рентгеновского излучения.
Применение одновременно двух спектрометров жесткого РИ с быстрыми АЦП позволило зарегистрировать в течение плато разрядного тока на фоне непрерывного жесткого РИ последовательность вспышек с периодом 0.07-1.5 мс. При этом оказалось, что вспышки жесткого РИ с периодом повторения в диапазоне 70-3
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.