Badania emisji promieniowania widzialnego i rentgenowskiego oraz
advertisement
Narodowe Centrum Badań Jądrowych Praca doktorska Badania emisji promieniowania widzialnego i rentgenowskiego oraz oceny temperatury elektronowej w wyładowaniach typu Plasma-Focus Dobromił Radosław Załoga Praca wykonana w Zakładzie Badań Plazmy (TJ5) Promotor pracy: Prof. dr hab. Marek J. Sadowski Promotor pomocniczy: Dr Elżbieta Składnik-Sadowska Świerk 2017 1 Abstract This Ph.D. thesis presents results of detailed experimental studies of the visible and x-ray emission, as well as estimations of plasma electron temperatures in discharges of the Plasma-Focus (PF) type, particularly in the PF-1000U facility at IPPLM. The introduction describes the most important physical phenomena and different PF-type facilities. It presents the main features of the emission of the visible radiation and x-rays, the emission of fast electron and ion beams, as well as the emission of products from fusion reactions which can occur in high-temperature plasmas. Chapter 2 presents a description of the status of a scientific knowledge about PF phenomena, i.e. the most important results of studies performed at different laboratories, as well as a substantiation of need of further research on PF phenomena. Chapter 3 presents the substantiation of the chosen topics of the undertaken studies, the main scientific hypothesis and the planned studies. Chapter 4 presents a concise description of two experimental facilities used during the realization of these studies. Chapter 5 describes the applied measuring tools, including the equipment for routine measurements of PF discharge parameters, the equipment for optical measurements and laser interferometry, the equipment for measurements of fast ion and electron beams, the tools for measurements of hard x-ray pulses and fast neutrons (originating from D-D fusion reactions), as well as the equipment for measurements of soft x-ray emission. The most important part of this thesis is Chapter 6, where the author collected and analyzed results of experimental studies connected with the subject of this work. In particular there are summarized measurements of the visible radiation from PF discharges, measurements performed by means of laser interferometry, timeintegrated measurements of x-rays, as well as time-resolved measurements of soft x-rays, which were performed by means of framed MCP (Micro-Channel Plate) and “pinhole” cameras equipped with scintillation detectors, as well as by means of a set of 4 semiconductor PIN-type diodes equipped with appropriate absorption filters. It was shown that the formation of different microstructures inside the dense and hot plasma column during PF-type discharges depends strongly on experimental conditions, and particularly on gas conditions. At the same experimental conditions microstructures in form of plasma-current filaments are relatively well reproducible in the macroscopic scale, but microstructures in form of hot-spots are irreproducible. Due to a stochastic character of the formation of such microstructures, their parameters (i.e. positions, lifetime, density and electron temperature) can differ considerably, e.g. local values of electron temperature Te can change in a range from about 100 eV to about 880 eV. In Chapter 7 the author presented a concise summary of the performed studies (including the confirmation of the scientific thesis) and formulated some conclusions concerning needs and possibilities of further scientific studies of PF phenomena. 2 Streszczenie W rozprawie przedstawione zostały wyniki szczegółowych eksperymentalnych badań emisji promieniowania widzialnego i rentgenowskiego oraz oceny temperatury elektronowej w wyładowaniach typu Plasma-Focus (PF), a szczególnie badania wykonane na wielkim układzie PF-1000U w IFPiLM w Warszawie. We wstępie opisano najważniejsze zjawiska fizyczne i różne typy układów PF oraz scharakteryzowano emisję promieniowania widzialnego i rentgenowskiego, emisję wiązek szybkich elektronów i jonów, a także emisję produktów reakcji syntezy, które mogą zachodzić w gorącej plazmie. W rozdziale 2 przedstawiono ocenę stanu wiedzy o zjawiskach PF, tj. najważniejsze wyniki wieloletnich badań wykonanych w różnych laboratoriach, a także uzasadnienie potrzeby dalszych badań zjawisk PF. Natomiast w rozdziale 3 przedstawiono uzasadnienie tematyki podjętych badań, sformułowano główna tezę naukową i podano zakres planowanych badań. W rozdziale 4 podano krótki opis układów eksperymentalnych wykorzystywanych do realizacji pracy, a w rozdziale 5 opisano stosowaną aparaturę pomiarową, w tym wyposażenie do rutynowych pomiarów parametrów wyładowań PF, aparaturę do pomiarów optycznych i interferometrii laserowej, aparaturę do pomiarów wiązek szybkich jonów i elektronów, aparaturę do pomiarów impulsów twardego promieniowania X i szybkich neutronów (pochodzących z reakcji syntezy D-D) oraz aparaturę do pomiarów miękkiego promieniowania X. Najważniejszą część rozprawy stanowi rozdział 6, w którym autor zebrał i poddał analizie wyniki badań eksperymentalnych związanych ściśle z tematem tej pracy. W szczególności podsumowane zostały pomiary promieniowania widzialnego z wyładowań PF, pomiary metodą interferometrii laserowej, integralne w funkcji czasu pomiary promieniowania X, a także rozwinięte w czasie pomiary miękkiego promieniowania X, które wykonane zostały za pomocą bramkowanej MCP (MicroChannel Plate), kamer typu „pinhole” z detektorami scyntylacyjnymi oraz zestawu 4 półprzewodnikowych diód typu PIN z odpowiednimi filtrami absorpcyjnymi. Wykazano, że formowanie różnych mikrostruktur wewnątrz kolumny gęstej i gorącej plazmy w wyładowaniach typu PF zależy silnie od warunków eksperymentalnych, a zwłaszcza warunków gazowych. Przy zachowaniu takich samych warunków eksperymentalnych mikrostruktury w postaci włókien plazmowo-prądowych są stosunkowo dobrze powtarzalne w skali makroskopowej, ale mikrostruktury w postaci „hot-spots” są niepowtarzalne. Ze względu na stochastyczny charakter formowania rozpatrywanych mikrostruktur ich parametry (położenie, czas istnienia, koncentracja i temperatura elektronowa) mogą się silnie różnić, np. lokalne wartości temperatury elektronowej Te zmieniają się w granicach od ok. 100 eV do ok. 880 eV. W rozdziale 7 autor przedstawił zwięzłe podsumowanie przeprowadzonych badań, (w tym potwierdzenie hipotezy naukowej) oraz sformułował wnioski dotyczące potrzeb i możliwości dalszych badań naukowych nad zjawiskami PF. 3 Podziękowania Składam najserdeczniejsze podziękowania Promotorowi Prof. dr hab. Markowi J. Sadowskiemu za opiekę naukową i merytoryczną podczas całego okresu studium doktoranckiego i pisania pracy, a także Promotor pomocniczej dr Elżbiecie Składnik-Sadowskiej za zainteresowanie i energię, bez której żaden eksperyment nie mógłby się udać. Dziękuję również wszystkim Koleżankom i Kolegom z zakładu TJ-5 NCBJ, a w szczególności dr Jarosławowi Żebrowskiemu, dr inż. Katarzynie Nowakowska-Langier, dr Rochowi Kwiatkowskiemu, dr Władysławowi Surale, dr Karolowi Malinowskiemu. Dziękuje również dr Marianowi Paduchowi, mgr Ewie Zielińskiej i wszystkim członkom Zespołu PF-1000U w Instytucie Fizyki Plazmy i Laserowej Mikrosyntezy w Warszawie, za serdeczność i pomoc podczas prowadzenia prac eksperymentalnych. Dziękuję również mgr inż. Krzysztofowi Tomaszewskiemu z ACS Sp. z o.o. za pomoc w przygotowaniu do eksperymentu aparatury pomiarowej u kładu PF-1000U. Bardzo serdecznie dziękuję moim Rodzicom i wszystkim członkom Rodziny, którzy udzieli mnie ogromnego wsparcia w czasie studiów i przygotowywania tej dysertacji 4 Spis treści 1. Wprowadzenie ..................................................................................................... 6 1.1. Opis zjawisk i różnych układów typu Plasma-Focus (PF) .............................. 8 1.2. Emisja promieniowania widzialnego i rentgenowskiego z PF ...................... 10 1.3. Emisja wiązek szybkich elektronów i jonów z wyładowań typu PF .............. 13 1.4. Emisja produktów reakcji syntezy zachodzących w układach PF ................ 15 2. Ocena stanu wiedzy o zjawiskach PF ................................................................ 17 2.1. Najważniejsze wyniki wieloletnich badań PF w różnych laboratoriach ......... 17 2.2. Uzasadnienie potrzeby dalszych badań zjawisk PF ..................................... 27 3. Uzasadnienie tematyki podjętych badań i sformułowanie tezy naukowej .......... 28 3.1. Potrzeba optymalizacji i badań mikrostruktury wyładowań typu PF ............. 28 3.2. Sformułowanie głównej tezy naukowej ........................................................ 29 3.3. Zakres planowanych badań eksperymentalnych ......................................... 30 4. Opis układów eksperymentalnych wykorzystywanych do realizacji pracy.......... 31 4.1. Zmodernizowany układ PF-360U ................................................................. 31 4.2. Zmodernizowany układ PF-1000U ............................................................... 32 5. Opis stosowanej aparatury pomiarowej ............................................................. 35 5.1. Wyposażenie do rutynowych pomiarów parametrów wyładowań PF ........... 35 5.2. Aparatura do pomiarów optycznych i interferometrii laserowej .................... 36 5.3. Aparatura do pomiarów wiązek szybkich jonów i elektronów ....................... 39 5.4. Aparatura do pomiarów impulsów twardego promieniowania X i szybkich neutronów z reakcji syntezy ......................................................................... 40 5.5. Aparatura do pomiarów miękkiego promieniowania X ................................. 42 6. Wyniki badań eksperymentalnych związanych z tematem rozprawy i ich analiza........................................................................................................... 46 6.1. Pomiary promieniowania widzialnego z wyładowań PF ............................... 47 6.2. Pomiary interferometryczne ......................................................................... 60 6.3. Pomiary promieniowania rentgenowskiego - integralne w czasie ................ 65 6.4. Pomiary bardzo miękkiego promieniowania rentgenowskiego za pomocą „microchannel plate” bez dodatkowych filtrów.............................................. 70 6.5. Pomiary promieniowania rentgenowskiego z rozdzielczością czasową za pomocą kamer typu „pinhole” i detektorów scyntylacyjnych .................... 73 6.6. Pomiary promieniowania rentgenowskiego z rozdzielczością czasową za pomocą zestawu diód typu PIN z odpowiednimi filtrami .......................... 74 7. Podsumowanie i wnioski .................................................................................... 90 8. Spis literatury ..................................................................................................... 93 5 1. Wprowadzenie W fizyce badania plazmy – tj. zjonizowanego gazu, który stanowi mieszaninę swobodnych elektronów i jąder atomowych oraz zjonizowanych atomów, a w niższych temperaturach – zawiera także pewne ilości neutralnych atomów, stanowią jedną z bardzo ważnych dziedzin od ponad 70 lat [1-12]. Szczególnie ważne są badania bardzo gorącej plazmy, ze względu na ich powiązanie z badaniami astrofizycznymi i pracami zmierzającymi do opanowania kontrolowanych reakcji syntezy jądrowej. W rezultacie wielu przeprowadzonych dotychczas badań eksperymentalnych i teoretycznych udało się zinterpretować różne zjawiska fizyczne w plazmie oraz opracować kilka modeli fizycznych, które służą do opisu procesów zachodzących w plazmie w określonych warunkach. Mimo wielu starań, nie uzyskano jednak dotychczas jednoznacznych odpowiedzi dotyczących wszystkich zjawisk rozpatrywanych w fizyce plazmy. Nie udało się także opracować pełnego modelu fizycznego plazmy, który nie zakładałby wielu przybliżeń prowadzących do zaniedbania różnych efektów i zależności występujących w plazmie. Należy w tym miejscu dodać, że oprócz badań podstawowych plazmy od wielu lat prowadzone są również szeroko zakrojone badania dotyczące zastosowania niskotemperaturowej plazmy w technologii, np. do obróbki oraz zmian właściwości fizycznych różnych materiałów. Prowadzi się także rozległe badania nad praktycznym wykorzystaniem impulsów promieniowania elektromagnetycznego i korpuskularnego, emitowanego zwłaszcza z plazmy wysokotemperaturowej, jak również nad realizacją kontrolowanych reakcji syntezy lekkich jąder, które mogłyby umożliwić uzyskanie dodatniego bilansu energetycznego [5, 8]. W badaniach plazmowych synteza termojądrowa jest szczególnie ważna ze względu na coraz mniejsze zapasy paliw kopalnych i zanieczyszczenie środowiska. Z kolei źródła odnawialne, mimo ich wielkich zalet i niezależności od dostępnych paliw, posiadają dość istotne wady (m.in. stosunkowo nieduże wydajności, uzależnienie od lokalizacji i kosztowne konserwacje), które przy wciąż rosnącym zużyciu energii uniemożliwiają całkowite przestawienie się na wyłączne użytkowanie takich źródeł. Wykorzystanie energii jądrowej z reakcji rozszczepienia ciężkich jąder atomowych niesie z sobą wiele zagrożeń. Dlatego ważne jest zrozumienie, że w najbliższej przyszłości (około 100 lat) energia pozyskiwana z kontrolowanych reakcji syntezy będzie niezbędna do zaspokojenia potrzeb ludzkości [13]. 6 Należy tu przypomnieć, że pierwsze reakcje syntezy termojądrowej o dodatnim bilansie energetycznym zostały zrealizowane w postaci niekontrolowanych wybuchów bomb termojądrowych (tzw. bomb wodorowych) na początku lat 50-tych ubiegłego stulecia [6]. Prace nad opanowaniem kontrolowanej syntezy termojądrowej zostały zintensyfikowane niedługo po pierwszych próbach detonacji bomb wodorowych. Wiadomo było, że w celu osiągnięcia syntezy jądrowej w warunkach ziemskich najlepiej użyć jąder dwóch izotopów wodoru (tj. deuteru i trytu). Reakcje syntezy, tj. łączenia jąder tych izotopów mają stosunkowo duże przekroje czynne i mogą uwalniać bardzo duże ilości energii [7-9]. Dzięki temu łatwiej i częściej jądra te ulegają wzajemnym zderzeniom i nie wymagają tworzenia warunków, których nie można byłoby zrealizować w laboratorium. Obecnie wiadomo, że w celu uzyskania dodatniego bilansu energetycznego, a przy tym podtrzymywania reakcji syntezy jądrowej w warunkach ziemskich, należy wytworzyć niezwykle gorącą plazmę o temperaturze (T) powyżej tzw. „temperatury zapłonu” reakcji syntezy, która występuje, kiedy energia wydzielana z reakcji syntezy przewyższa energię traconą przez gorąca plazmę na skutek jej bardzo intensywnego promieniowania. W przypadku reakcji D-T odpowiada to temperaturze około 45 mln K, a w przypadku reakcji D-D – temperaturze około 350 mln K. Dodatkowo należy uwzględnić, że gorąca plazma musi spełniać tzw. kryterium Lawsona, według którego iloczyn gęstości plazmy (n) oraz czasu jej utrzymania (e) dla reakcji D-T musi spełniać warunek (ne) > 3 x 1014 cząstek. s/cm3, a dla reakcji D-D – warunek (ne) > 1016 cząstek. s/cm3 [1-5]. Obecnie zamiast kryterium Lawsona określa się często wartość tzw. „iloczynu potrójnego” (triple product), tj. iloczynu (neTi), gdzie Ti oznacza tzw. temperaturę jonów plazmy. Odpowiednio duże wartości iloczynu (neTi) można osiągnąć różnymi metodami. Wyróżnia się cztery podstawowe typy plazmowych układów badawczych: 1. Układy (pułapki) z ograniczaniem magnetycznym (MC - magnetic confinement), w których gorąca plazma o koncentracji rzędu 1012-1014 cząstek/cm3 utrzymywana jest polem magnetycznym wytwarzanym zwykle za pomocą uzwojeń zewnętrznych i może istnieć przez odpowiednio długi czas (rzędu setek sekund, a nawet kilkudziesięciu minut) [7-11]; 2. Układy z ograniczaniem inercyjnym (IC - inertial confinement), w których bardzo gęsta plazma o koncentracji rzędu 10 22-1024 cząstek/cm3 wytwarzana jest za pomocą bardzo intensywnych wiązek laserowych lub korpuskularnych, a ze względu na jej inercyjny rozpad utrzymywana bardzo krótko (np. dziesiątki nanosekund) [12-14]; 3. Układy typu Z-pinch [15-17] i Plasma-Focus (PF) [18-20], w których plazma o koncentracji rzędu 10 17-1020 cząstek/cm3 wytwarzana jest przez silny impuls prądowy (o natężeniu rzędu 10 6-107 A), przepuszczany między elektrodami, a utrzymywana jest przez silne pole magnetyczne towarzyszące przepływowi takiego prądu; 4. Układy magnetyzowanej liniowej fuzji inercyjnej (Magnetized Liner Inertial Fusion tzw. „MagLIF”), gdzie plazmę wytwarza się wstępnie metodą Z-pinch, a przed jej maksymalną kompresją 7 oświetla się wzdłuż osi bardzo intensywną wiązką laserową, aby poprawić parametry plazmy [21]. Niniejsza praca doktorska dotyczy tylko trzeciego kierunku badań termojądrowych, a w szczególności - badań gorącej plazmy deuterowej w układach typu PF. 1.1. Opis zjawisk i różnych układów typu Plasma-Focus (PF) Urządzenia typu PF używane są do badań gorącej plazmy od lat 50-tych ubiegłego stulecia. Wyposażone są one zwykle w cylindryczne elektrody metalowe, oddzielone od siebie izolatorem (szklanym lub ceramicznym). Wszystkie te elementy umieszcza się współosiowo, wewnątrz komory próżniowej wypełnionej gazem roboczym pod niskim ciśnieniem. Eksperymenty w urządzeniach typu PF stanowią pewną odmianę wyładowań typu Z-pinch. W zasadzie są one rezultatem szczegółowych badań tzw. dział plazmowych (plasma guns) [22], ale za pierwsze prace prezentujące wyniki eksperymentalne dotyczące PF zwykle cytuje się dwie niezależne publikacje: N.V. Filippova et al. [23] i J.W. Mathera [24]. Zespół N.V. Filippova badał impulsowe wyładowania w deuterze, w układzie z elektrodami cylindrycznymi, których średnica była znacznie większa niż długość (D > 3,5 L) i obszar najbardziej gęstej plazmy (tzw. ognisko plazmowe) był formowany tuż przy czołowej powierzchni dużej elektrody wewnętrznej. Natomiast J.W Mather badał wyładowania w deuterze, stosując stosunkowo długie elektrody cylindryczne (L > 2 D), w których elektroda wewnętrzna nie miała płyty czołowej. W Polsce rozwinięto badania zjawisk PF głównie w układach typu Mathera [25-26]. Schemat układu Mathera i różne fazy wyładowania PF pokazano na Rys. 1.1. Faza przebicia i formowania warstwy prądowej Elektroda zewnętrzna Faza akceleracji warstwy prądowej Izolator Elektroda wewnętrzna Bateria kondensatorów Iskiernik Faza radialnej kompresji plazmy Promieniowanie elektromagnetyczne Wiązki szybkich elektronów Wiązki szybkich jonów Szybkie neutrony Rys. 1.1. Schemat układu PF typu Mathera i najważniejsze fazy wyładowania. 8 W celu zainicjowania wyładowania w układzie typu PF należy między koaksjalne elektrody (oddzielone izolatorem) przyłożyć impuls wysokiego napięcia o amplitudzie od kilku do kilkudziesięciu kV. Taki impuls powoduje jonizację gazu przy powierzchni izolatora, tworząc przewodzącą warstwę - tzw. „warstwę prądową” (current sheath). Pod wpływem siły Lorentza, wytwarzanej przez oddziaływanie prądu przepływającego w powstałej plazmie i azymutalnego pola magnetycznego, warstwa prądowa jest odpychana od powierzchni izolatora i podlega akceleracji w obszarze międzyelektrodowym w kierunku osiowym. Po dotarciu do końców elektrod warstwa prądowa ulega wybrzuszeniu i dalszej ekspansji poza obszar elektrod, a jej część skupiona wokół osi symetrii układu podlega kompresji w kierunku radialnym, wytwarzając na tej osi kolumnę gorącej i gęstej plazmy nazywanej powszechnie „kolumną pinchu”. W wyniku procesów zachodzących wewnątrz kolumny plazmy (min. rozwoju niestabilności) emitowane są impulsowe strumienie przyspieszonych jonów i elektronów. Jeżeli wyładowanie PF realizowane jest w komorze wypełnionej deuterem zachodzą reakcje syntezy jądrowej (głównie reakcje D-D) oraz emitowane są impulsy szybkich neutronów i protonów (pochodzących z dwóch różnych kanałów reakcji D-D). Dodatkowo wypromieniowane zostają intensywne impulsy elektromagnetyczne, obejmujące zakres częstotliwości od mikrofal do miękkiego i twardego promieniowania rentgenowskiego, co zostanie opisane szerzej w następnych podrozdziałach. Przykładowe zdjęcia promieniowania widzialnego emitowanego z typowego wyładowania PF, zarejestrowane za pomocą ultraszybkiej kamery, przedstawiono na Rys. 1.2. Rys. 1.2. Kilka ultraszybkich fotografii radialnej kompresji warstwy prądowej oraz formowania gęstej i gorącej kolumny plazmy (PF), które wykonano w odstępach czasowych 10-20 ns, z czasem ekspozycji kadru ok. 1 ns [25]. Wytwarzana podczas wyładowania PF kolumna plazmowa jest wyjątkowo niestabilna pod względem magnetohydrodynamicznym i po stosunkowo krótkim czasie (rzędu 100-200 ns) rozpada się. W trakcie formowania i istnienia kolumny plazmowej w wyniku niejednorodności ośrodka rozwijają się w niej różne niestabilności, które powodują powstawanie lokalnych bardzo silnych pól elektromagnetycznych. Pola te przyspieszają (w przeciwnych kierunkach) różne grupy jonów i elektronów, powodując emisję intensywnych wiązek jonowych i elektronowych [27-31]. Mechanizmy tej emisji zostaną opisane szerzej w następnych podrozdziałach rozprawy. 9 1.2. Emisja promieniowania widzialnego i rentgenowskiego z PF Nośnikami promieniowania elektromagnetycznego są fotony o różnej energii. Emisja takiego promieniowania następuje wyłącznie z ciała wcześniej wzbudzonego, w którym elektrony znajdują się na wyższych poziomach energetycznych (w stanach wzbudzonych). Elektrony, które wracają na niższe poziomy energetyczne, wypromieniowują nadwyżki energii w postaci promieniowania o częstotliwości , długości fali oraz energii h. Jeśli elektrony mają dostatecznie dużą energię mogą opuścić obszar oddziaływania jądra atomowego i stać się elektronami swobodnymi, powodując powstanie jonów lub swobodnych jąder atomowych. W emitowanym promieniowaniu elektromagnetycznym można wyróżnić trzy rodzaje widm, tj. widmo ciągłe, pasmowe i liniowe [32]. Widmo liniowe jest emitowane wyłącznie ze wzbudzonych wcześniej poszczególnych atomów lub jonów, w których elektrony z wyższych poziomów energetycznych przechodzą na dozwolony poziom niższy lub wracają do poziomu o najniższej możliwej energii, tj. do stanu podstawowego. Widmo pasmowe jest emitowane ze wzbudzonych pojedynczych molekuł. Widmo ciągłe jest natomiast związane z przejściami elektronów swobodnych o różnych energiach na różne poziomy związane w atomach (ciała stałego, płynu lub gazu). Opisywane widma można zaobserwować na Rys. 1.3 i 1.4. 0,5 Pheo ZnPc Amplituda sygnału, a.u. 412 0,4 0,3 669 0,2 0,1 356 506 538 0,0 300 679 350 400 450 500 550 613 600 650 700 750 , nm Rys. 1.3. Pasmowe widma absorpcyjne dwóch różnych barwników Pheophytin (Pheo) i Phthalocyanine (ZnPc) [33]. Promieniowanie widzialne obejmuje zakres fal elektromagnetycznych o długościach fali od około 400 nm do około 700 nm (odpowiadających energiom od 3,1 eV do 1,77 eV). Przyjmuje się, że promieniowanie rentgenowskie obejmuje zakres fal o energii powyżej 100 eV, przy czym fale o energiach fotonów poniżej 10 keV nazywane są miękkim promieniowaniem rentgenowskim (SXR), a powyżej 10 keV - twardym promieniowaniem rentgenowskim (HXR). 10 Przy opisie plazmy pod względem emisji promieniowania elektromagnetycznego rozróżnia się dwa rodzaje: plazmę niskotemperaturową i wysokotemperaturową. W przypadku plazmy niskotemperaturowej obserwuje się widma promieniowania ciągłego, pasmowego i liniowego. Im wyższa temperatura plazmy tym mniejsza szansa na występowanie widma pasmowego ze względu na dysocjację molekuł na pojedyncze atomy i jony. Widmo ciągłe i widmo linowe można obserwować w całym zakresie długości fal przy każdej temperaturze, chociaż to pierwsze mierzy się głównie w zakresie promieniowania ultrafioletowego i rentgenowskiego. Widmo promieniowania rentgenowskiego można podzielić na dwa rodzaje: widmo liniowe i ciągłe. Przykład takich widm przedstawiono na rysunku 1.4. Rys. 1.4. Promieniowanie ciągłe (hamowania) i promieniowanie liniowe z powłoki K atomów molibdenu [34]. Jak wspomniano wyżej, widmo liniowe jest emitowane przy przejściach elektronów z wyższego poziomu energetycznego na poziom o mniejszej energii, położony bliżej jądra atomowego, gdzie elektron jest mocniej związany. Widmo liniowe występuje, więc przy przejściach elektronów ze stanu związanego do innego stanu związanego (bound-bound transitions). Przykład emisji widma liniowego pokazano na Rys. 1.5. Rys. 1.5. Poziomy energetyczne atomu miedzi związane z emisją lini Kα i Kβ [35]. 11 Promieniowanie rentgenowskie o widmie ciągłym pochodzi od dwóch procesów: promieniowania hamowania (tzw. Bremsstrahlung) i rekombinacji. Proces rekombinacji polega na przejściu elektronów ze stanu swobodnego do stanów związanych (free-bound transitions). Swobodne elektrony zostają wychwycone przez atomy i emitują nadmiar energii w postaci widma ciągłego. Promieniowanie hamowania (Brensstrahlung) występuje natomiast przy przejściach elektronów ze stanu swobodnego do innego stanu swobodnego (free-free transitions). W takich przypadkach widmo ciągłe jest emitowane na skutek hamowania swobodnych elektronów przy zmianie kierunku ich ruchu w polu elektrycznym otaczającym jony. Proces promieniowania hamowania został przedstawiony ideowo na Rys. 1.6. Rys. 1.6. Promieniowanie hamowania produkowane przez wysokoenergetyczny elektron, który zmienia kierunek ruchu pod wpływem działania pola elektrycznego w pobliżu jądra atomowego. W wyładowaniach typu PF wytwarzane są intensywne strumienie gęstej i gorącej plazmy, która w eksperymentach ukierunkowanych na badania nad syntezą jądrową zawiera swobodne elektrony i swobodne jądra atomów deuteru (tj. deuterony), lub deuteru i trytu (tj. deuterony i trytony), a także pewną ilość zjonizowanych atomów zanieczyszczeń (pochodzących z izolatora i elektrod). Taka plazma emituje promieniowanie elektromagnetyczne o widmie ciągłym i liniowym w bardzo szerokim przedziale długości fal, od promieniowania mikrofalowego i widzialnego, poprzez ultrafiolet, do miękkiego i twardego promieniowania rentgenowskiego. Przy występowaniu w gorącej plazmie reakcji jądrowych można również obserwować promieniowanie gamma. Do pomiarów promieniowania elektromagnetycznego wykorzystuje się urządzenia różnego rodzaju. Każde urządzenie pomiarowe ma inną konstrukcje i określone możliwości wyznaczenia różnych parametrów (takich jak przedział energii, rodzaj widma, czas emisji). Podstawowymi urządzeniami pomiarowymi są: kamery z odpowiednimi diafragmami („pinholes”) i filtrami absorpcyjnymi, spektrometry promieniowania, fotodiody (w tym diody typu PIN) oraz fotopowielacze i mikrokanalikowe płytki wzmacniające (tzw. MCP). Każde z tych urządzeń ma swoistą charakterystykę. Kamery rejestrujące obrazy promieniowania X nie są w stanie rozróżniać rodzajów widma, ale mają zwykle duży zakres pomiarowy. Pomiary za pomocą kamer typu „pinhole” mogą być integralne lub rozwinięte w funkcji czasu, 12 w zależności od zastosowanego detektora. Spektrometry promieniowania elektromagnetycznego dzieli się głównie w zależności od tego jaki rodzaj widma oraz przedział energii (tj. długości fal) może być rejestrowany, np. spektrometry rentgenowskie, spektrometry promieniowania ultrafioletowego, spektrometry promieniowania widzialnego itp. Każde z tych urządzeń może być stosowane do pomiarów zintegrowanych lub rozwiniętych w czasie (przy wykorzystaniu odpowiednich klisz lub detektorów półprzewodnikowych). W przypadku promieniowania X i gamma można także stosować specjalne dozymetry. Fotodiody (w tym diody typu PIN) i fotopowielacze lub detektory MCP są w stanie rejestrować tylko zmiany całkowitego natężenie promieniowania, bez rozróżniania widma liniowego od ciągłego (jeśli nie zastosuje się specjalnych filtrów wąskopasmowych). W zależności od zastosowanych filtrów absorpcyjnych, rodzaju scyntylatora i fotopowielacza lub detektora półprzewodnikowego można zmienić przedział długości fal rejestrowanego promieniowania. Pomiary wykonywane przy pomocy wymienionych wyżej urządzeń są prowadzone z rozdzielczością czasową zależną od zastosowanego detektora i układu elektronicznego służącego do rejestracji sygnałów. 1.3. Emisja wiązek szybkich elektronów i jonów z wyładowań typu PF Impulsowe strumienie gęstej i gorącej plazmy, wytwarzane w wyładowaniach typu PF, zawierają bardzo dużą liczbę jonów i elektronów. Te naładowane cząstki mogą być przyspieszane przez różne niestabilności, które powodują powstawanie wewnątrz plazmy silnych lokalnych pól elektrycznych. Część przyspieszonych jonów może pozostawać wewnątrz plazmy, a w przypadku plazmy deuterowej lub deuterowo-trytowej może wchodzić w reakcje syntezy jądrowej. Część jonów traci energię na skutek hamowania w gęstej plazmie, ale pozostała część jest emitowana w postaci wysokoenergetycznych wiązek lub mikro-wiązek [36-40]. Przyspieszone w lokalnych polach elektrony ulegają w plazmie wyhamowaniu (wysyłając omówione wyżej promieniowanie Bremsstrahlung), lub (jeśli nie uderzą w powierzchnię anody) propagują głównie w postaci wysokoenergetycznych wiązek elektronowych przez poosiowy kanał w elektrodzie wewnętrznej [41-42]. Z powyższego wynika, że wiązki i mikro-wiązki jonowe są emitowane głównie wzdłuż osi symetrii układu, a wiązki elektronowe - w kierunku przeciwnym. Rozkład masowy jonów uciekających z wyładowań typu PF zależy od zastosowanego gazu roboczego. W eksperymentach termojądrowych z deuterem przeważają szybkie deuterony, ale mogą pojawiać się produkty reakcji syntezy (tj. głównie szybkie protony i trytony) oraz cięższe jony z różnych domieszek 13 lub zanieczyszczeń. Deuterony o energiach niższych niż 30-60 keV są zatrzymywane wewnątrz kolumny gęstej plazmy, ale rozkłady energetyczne emitowanych deuteronów rozciągają się od kilkudziesięciu do setek keV, a nawet kilku MeV. Natomiast rozkłady energetyczne wiązek szybkich elektronów sięgają zwykle od kilkudziesięciu do kilkuset keV. Do pomiarów szybkich jonów i elektronów uciekających z plazmy stosuje się różne urządzenia diagnostyczne. Najprostszym urządzeniem pomiarowym są kolektory (tzw. kubki) typu Faraday’a, które zależnie od polaryzacji dodatkowych siatek mogą rejestrować ładunek elektryczny jonów lub elektronów [37]. Informacje o rozkładzie energetycznym badanych wiązek można uzyskać stosując różne spektrometry magnetyczne, w których określone pole magnetyczne odchyla tory cząstek naładowanych [36-37]. W spektrometrach tych, przy analizie jonów do pomiarów integralnych w funkcji czasu stosuje się jądrowe detektory śladowe (NTD - nuclear track detectors) [38-39], a do pomiarów rozwiniętych w czasie – małe detektory scyntylacyjne (sprzężone z fotopowielaczami) [40] lub detektory półprzewodnikowe. Natomiast przy analizie wiązek elektronowych – do pomiarów integralnych w funkcji czasu używane są specjalne folie plastikowe, które zmieniają zabarwienie zależnie od pochłoniętej dawki [41], albo stosuje się konwersję elektronów na promieniowanie X (w odpowiedniej folii metalowej) i czuły film rentgenowski [42]. W spektrometrach magnetycznych do pomiarów impulsów elektronowych w funkcji czasu można stosować detektory scyntylacyjne, detektory wykorzystujące efekt Czerenkowa [30, 42], lub otwarte powielacze elektronowe (w tym płytki MCP) [43]. Najbardziej dokładne informacje o wiązkach jonowych można uzyskać za pomocą spektrometru masowego typu Thomsona, który umożliwia nie tylko uzyskanie widma masowego badanych jonów, ale również ich rozkładów energetycznych [44-45]. Stosując odpowiednie jądrowe detektory śladowe można zarejestrować tzw. parabole thomsonowskie zintegrowane po czasie ekspozycji. Umieszczając w wybranych punktach tych parabol miniaturowe detektory scyntylacyjne sprzężone z oddzielnymi fotopowielaczami można uzyskać sygnały od jonów o wybranym stosunku masy do ładunku (mi/Zie) i określonym stosunku energii do ładunku (Ei/Zie) [46-47]. Odpowiedni system kolimacyjny umożliwia również dokładne określenie kierunku skąd docierają badane jony. Oddzielny problem stanowi rejestracja wysokoenergetycznych produktów reakcji syntezy, które mogą zachodzić w gorącej plazmie. Opis wykorzystywanych w tym celu urządzeń pomiarowych będzie zamieszczony w następnym podrozdziale, a dokładniejsze opisy wszystkich urządzeń pomiarowych, które stosował autor rozprawy, zostaną przedstawione w dalszej części pracy. 14 1.4. Emisja produktów w układach PF reakcji syntezy zachodzących Jak wspomniano we wstępie, badania nad opanowaniem kontrolowanych reakcji syntezy lekkich jąder atomowych w plazmie, które mogłyby zapewnić ludzkości praktycznie niewyczerpalne źródło energii, prowadzone są od wielu lat w licznych laboratoriach na całym Świecie. Ze względu na stosunkowo duże przekroje czynne i najmniejsze wartości „temperatury zapłonu” najczęściej badane są reakcje syntezy D-D (deuter-deuter) oraz D-T (deuter-tryt) [8-9]. W tym celu w układach typu PF realizowane są silnoprądowe wyładowania w deuterze lub w mieszaninie deuteru i trytu [19-20, 48]. Ze względu na radioaktywność trytu eksperymenty z nim prowadzone są rzadko i w małych całkowicie hermetycznych komorach, które po pewnej ilości wyładowań wymienia się na nowe [49]. W gorącej plazmie deuterowej lub deuterowo-trytowej zachodzą reakcje, które przedstawiono poniżej: 2 D + 2D → 3T (1,01 MeV) + p (3,02 MeV), 2 D + 2D → 3He (0,82 MeV) + n (2,45 MeV), 2 D + 3T → 4He (3,5 MeV) + n (14,1 MeV), 2 D + 3He → 4He (3,6 MeV) + p (14,7 MeV). Jak widać z powyższego, reakcje D-D mogą przebiegać dwoma kanałami (z prawie równym prawdopodobieństwem 50%), produkując wysokoenergetyczne trytony, jądra 3 He, protony i neutrony. Jądra 3He oraz trytony mogą (w określonych warunkach) oddawać całą swoją energię plazmie. Poza tym mogą one w plazmie deuterowej wchodzić w reakcje wtórne z deuteronami lub ulegać zatrzymaniu w ściankach komory próżniowej. Natomiast szybkie protony i neutrony są w większości emitowane z plazmy w postaci impulsowych strumieni, które są przedmiotem licznych badań [48-52]. Bardzo istotne są pomiary nie tylko ilości wyemitowanych neutronów, ale również ich rozkładu kątowego. Na podstawie ilości zarejestrowanych neutronów można określić ilość reakcji syntezy i wydajność energetyczną układu, a na podstawie rozkładu kątowego neutronów można wnioskować o mechanizmach produkcji tych neutronów (reakcje termojądrowe czy oddziaływania wiązka-tarcza). Całkowitą wydajność neutronową określonego układu (tzw. „neutron yield”) mierzy się zwykle za pomocą liczników aktywacyjnych, które składają się z osłony (np. parafinowej, spowalniającą szybkie neutrony), aktywowanej folii srebrnej (lub indowej) i licznika typu GeigeraMüllera [53]. Czasami stosowane są również liczniki gazowe wypełnione helem ( 3He) lub trójfluorkiem boru (10BF3) i tzw. komory pęcherzykowe (buble detectors) [54]. Wszystkie liczniki aktywacyjne muszą być oczywiście wykalibrowane za pomocą źródła o znanej charakterystyce. Do określenia rozkładu kątowego neutronów 15 emitowanych z układu PF używane są zestawy kilku lub kilkunastu wymienionych wyżej liczników. Do pomiarów impulsów neutronowych w funkcji czasu najczęściej stosuje się odpowiednie detektory scyntylacyjne [48]. W przypadku szybkich protonów emitowanych z reakcji syntezy sytuacja jest inna. Nawet wysokoenergetyczne protony nie mogą przenikać przez grube ścianki komory układu PF i pomiary strumieni oraz rozkładów kątowych takich protonów trzeba wykonywać wewnątrz komory próżniowej. W tym celu stosowane są omówione wyżej jądrowe detektory śladowe (NTD) [33-34], ale muszą być one osłonięte odpowiednio grubą folią absorpcyjną (np. folią aluminiową o grubości > 80 m), aby zatrzymać szybkie deuterony i umożliwić pomiar protonów o energii > 3 MeV [55]. Do pomiarów rozkładu kątowego emitowanych protonów stosuje się zestaw detektorów NTD umieszczany na specjalnym wsporniku lub wewnątrz wielu miniaturowych kamer typu „pinhole” [55]. Ciekawym zastosowaniem detektorów NTD do równoczesnych pomiarów strumienia szybkich protonów i neutronów jest tzw. „detektor kanapkowy” (sandwich detector), w którym osłonięta filtrem pierwszy detektor NTD rejestruje selektywnie szybkie protony, a za nim umieszczona jest warstwa plastikowego konwertera szybkich neutronów na protony odrzutu, rejestrowane następnie przez drugi detektor NTD [56]. Omawiany system pozwala określić ile szybkich protonów i neutronów przypada na kąt bryłowy odpowiadający powierzchni „detektora kanapkowego”. Należy przy tym zauważyć, że ilości te nie muszą być równe, ponieważ protony są odchylane przez lokalne pola magnetyczne w plazmie i ich rozkład kątowy jest różny od rozkładu neutronów. Dokładniejsze opisy urządzeń detekcyjnych, które autor wykorzystał w trakcie eksperymentów na układach PF-1000U i PF-360U, zostaną przedstawione w dalszych rozdziałach. 16 2. Ocena stanu wiedzy o zjawiskach PF Jak wspomniano w poprzednim rozdziale, badania układów typu PF prowadzone były od ponad 60 lat [23-24]. Przeprowadzonych zostało wiele eksperymentów w urządzeniach PF o różnej konstrukcji i energetyce. W rezultacie zgromadzono dużą ilość danych, które poszerzyły wiedzę o zjawiskach fizycznych występujących w wyładowaniach typu PF [19-20, 25-31]. W niniejszym rozdziale przedstawione zostaną najważniejsze wyniki tych badań, a następnie sformułowane będzie uzasadnienie celowości prowadzenia dalszych badań. 2.1. Najważniejsze wyniki wieloletnich badań PF w różnych laboratoriach Badania plazmy w układach typu PF, które prowadzano od przeszło 60 lat w wielu laboratoriach na całym Świecie, koncentrowały się głównie na pomiarach emisji szybkich neutronów (neutron yields). Jak wspomniano wyżej w punkcie 1.4, takie pomiary pozwalają określić ilość zachodzących reakcji syntezy jądrowej [19-20, 4852]. Oprócz pomiarów całkowitej wydajności neutronowej Yn badane były rozkłady kątowe emisji neutronów pochodzących z reakcji syntezy D-D i D-T oraz przebiegi czasowe impulsów twardego promieniowania X i szybkich neutronów - w zależności od konfiguracji elektrod, początkowych warunków gazowych i energii zasilania układu PF. W celu uzyskania maksymalnych wydajności neutronów wykonano ogromną ilość eksperymentów w układach o bardzo różnych rozmiarach i energiach zasilania od setek J do kilku MJ [19, 52, 57-72]. Po przeprowadzeniu wymienionych wyżej badań stwierdzono, że przebieg głównych faz wyładowania, opisanych w punkcie 1.1 i obserwowanych w układach PF o różnych wymiarach elektrod i różnej energii zasilania, jest bardzo podobny. Przy ustalonej geometrii elektrod bardzo istotny jest dobór właściwego ciśnienia początkowego gazu roboczego oraz napięcia przykładanego w celu inicjacji wyładowania. Optymalne warunki można uzyskać, jeśli ciśnienie początkowe jest dobrane w taki sposób, aby warstwa prądowa docierała do końca elektrod w momencie, gdy prąd wyładowania (narastający w przybliżeniu sinusoidalnie) osiąga maksimum [19, 61-68]. W takich warunkach następuje nagła zmiana indukcyjności obwodu elektrycznego i obserwuje się nagły uskok na przebiegu prądu 17 wyładowania (tzw. „current dip”), któremu towarzyszy szybka kompresja radialnej części warstwy prądowej i formowanie kolumny gęstej i gorącej plazmy, czyli ogniska plazmowego. Przykład typowego przebiegu prądowego przedstawiono na Rys. 2.1. #10067 Amplituda sygnału, V 4 I 3 2 1 0 dI/dt -1 -7 -6 -5 -4 -3 -2 -1 t, s 0 1 2 3 Rys. 2.1. Oscylogram całkowitego natężenia prądu wyładowania I(t)) oraz pochodnej dI/dt (z odwróconą polaryzacją), zarejestrowany w czasie wyładowania #10067 w układzie typu PF-1000, w którym nastąpiło uformowanie ogniska plazmowego. Chociaż przebieg głównych faz wyładowania jest bardzo podobny przy stosowaniu elektrod o różnych rozmiarach i różnej energii zasilania, parametry te wpływają istotnie na rozmiary kolumny gęstej i gorącej plazmy (tj. ogniska plazmowego). Nie mają jednak wielkiego wpływu na podstawowe parametry gorącej plazmy, tj. jej maksymalną koncentrację i temperaturę [19, 52,59-69]. O podobieństwie wyładowań w różnych układach świadczą m.in. ultraszybkie fotografie (vide Rys. 1.2) oraz obrazy uzyskane za pomocą interferometrów laserowych [70-71]. Przykłady obrazów interferometrycznych pokazano na Rys. 2.2. -61 ns + 1 ns + 75 ns + 105 ns _10mm_ Rys. 2.2. Obrazy interferometryczne z różnych wyładowań w układzie PF-1000, zarejestrowane z czasem ekspozycji ok. 1 ns w różnych chwilach przed i po maksymalnej kompresji (t = 0) kolumny plazmowej [70]. Na podstawie analizy interferogramów z różnych eksperymentów można było zbadać dynamikę kompresji warstwy prądowej i formowania kolumny plazmowej oraz określić wartości i rozkłady przestrzenne elektronowej koncentracji plazmy [70-71]. Na podstawie pomiarów wykonanych w układach o różnych wymiarach elektrod i różnej energii zasilania stwierdzono, że kolumna plazmowa w fazie maksymalnej kompresji (zależnie od parametrów elektrod i układu zasilania) ma średnicę 18 od kilkunastu od kilkudziesięciu milimetrów i długość od kilku do kilkunastu centymetrów [19, 48-52, 57-72], a maksymalna koncentracja elektronowa plazmy w „pinchu” (niezależnie od tych parametrów) osiąga wartości 1018-1019 cm-3 [52, 5772]. Należy jednak podkreślić, że lokalna koncentracja elektronowa plazmy w małych obszarach nazywanych „plazmoidami” może osiągać większe wartości, rzędu 10 201021 cm-3 [73-75]. Należy w tym miejscu dodać, że bardzo ważne informacje o strukturze wyładowań PF (zwłaszcza w fazie „pinchu”) uzyskano z pomiarów miękkiego promieniowania X. Na podstawie integralnych obrazów, rejestrowanych za pomocą kamer typu „pinhole” z cienkimi filtrami i czułym filmem rentgenowskim, udało się zaobserwować subtelną strukturę kolumny plazmowej (pinchu). W ten sposób udowodniono po raz pierwszy, ze wbrew przypuszczeniom różnych badaczy, struktury włókniste (filaments) nie ulegają anihilacji w czasie radialnej kompresji warstwy prądowej, ale mogą istnieć (a nawet być formowane) wewnątrz kolumny plazmowej przez stosunkowo długi okres czasu, rzędu dziesiątek nanosekund [73]. Przykład takich obrazów rentgenowskich przedstawiono na Rys. 2.3. _10mm Rys. 2.3. Fotografie rentgenowskie wykonane dla dwóch różnych wyładowań PF zrealizowanych w układzie POSEIDON, które pokazują wyraźne włókna plazmowe wewnątrz kolumny plazmy [73]. Włókna plazmowe podlegają niestabilnościom magneto-hydrodynamicznej, a ich lokalne rozerwania mogą powodować pojawianie się lokalnych silnych pól elektrycznych, które mogą akcelerować jony i elektrony (w przeciwnych kierunkach), co tłumaczy emisję wysoko-energetycznych wiązek jonowych i elektronowych. Na podstawie pomiarów promieniowania X w funkcji czasu, a także innych technik diagnostycznych (m.in. z rozpraszania thomsonowskiego rozpraszania wiązki laserowej) stwierdzono, że temperatura elektronowa plazmy w kolumnie „pinchu” PF przyjmuje wartości od kilkuset eV do kilkunastu keV [76]. Wpływa to oczywiście na lokalne wartości jonowej temperatury plazmy, które są przedmiotem oddzielnych badań. Na podstawie licznych badań eksperymentalnych stwierdzono, że energia układu zasilania (Eo), zależna od pojemności baterii kondensatorów (C) i maksymalnego napięcia jej ładowania (Uo), oraz związane z nią natężenie prądu w fazie maksymalnej kompresji plazmy (Ip) mają istotny wpływ na charakterystyki emisyjne układu PF. Pomiary całkowitej wydajności neutronowej Yn (wykonywane np. za pomocą zestawu liczników aktywacyjnych) oraz pomiary natężenia prądu 19 w ognisku plazmowym Ip (na podstawie oscylogramów prądowych, a także za pomocą miniaturowych sond magnetycznych) wykazały, że w przybliżeniu zachowane jest prawo skalowania Yn Ip4 [19, 52, 58-69]. Świadczy o tym porównanie wyników uzyskanych w wielu eksperymentach PF, które przedstawiono na Rys. 2.4. Rys. 2.4. Całkowite liczby emitowanych neutronów (Yn) w funkcji maksymalnego natężenia prądu wyładowania (I oraz Ip) zarejestrowane w wielu eksperymentach PF z wykorzystaniem reakcji D-D (w tym eksperymentu PF-1000). Z lewej strony podano skalę ocenianej wartości Yn gdyby eksperymenty realizowano z mieszaniną D-T [77]. Z układów PF o małej energetyce uzyskiwano wartości Yn rzędu 107-109 neutronów z jednego wyładowania, a z największych układów o energii zasilania rzędu 1 MJ – 1011-1012 neutronów/wyładowanie. Należy jednak dodać, że przy zwiększaniu napięcia i energii zasilania powyżej pewnego progu w każdym układzie PF obserwowano dotychczas pogorszenie dynamiki wyładowań i efekt nasycenia emisji neutronowej, tj. odchylenia od ww. prawa skalowania. Przedstawiona wyżej zależność Yn Ip4 wskazuje jednak na to, że kolumna plazmowa w układach PF może spełniać warunek Benneta (tj. jej ciśnienie gazokinetyczne jest równoważone przez ciśnienie otaczającego ją zewnętrznego pola magnetycznego) przez pewien okres czasu. Oznacza to, że w takiej plazmie mogą zachodzić reakcje termojądrowe. Bardziej dokładne badania, m.in. odchyleń od prawa skalowania i efektów nasycania emisji neutronowej, a także oszacowania i pomiary wartości temperatury plazmy oraz badania charakterystyk impulsów neutronowych (m.in. ich anizotropii przestrzennej i dopplerowskiego przesunięcia sygnałów neutronowych) doprowadziły do wniosku, że reakcje syntezy jądrowej w ognisku plazmowym nie mają wyłącznie charakteru termojądrowego. Znaczna 20 część tych reakcji zachodzi na skutek oddziaływań wiązek szybkich deuteronów z tarczą plazmową (tj. na skutek mechanizmu „beam-target”) [19, 28, 59]. Oprócz badań emisji neutronów wiele uwagi poświecono także badaniom emisji wiązek szybkich jonów i elektronów. Zmierzone zostały rozkłady masowe i energetyczne jonów oraz ich rozkłady przestrzenne [19, 29, 40, 44, 78-83]. Przykład rozkładu masowego i energetycznego jonów przedstawiono na Rys. 2.5. Rys. 2.5. Parabole jonowe zarejestrowano spektrometrem Thomsona w układzie plasma-focus POSEIDON. Oprócz paraboli wysokoenergetycznych deuteronów (z gazu roboczego) zarejestrowano parabole jonów tlenu i azotu (pochodzących z resztek powietrza w komorze eksperymentalnej) [45]. W licznych eksperymentach stwierdzono, że przy napięciach zasilania rzędu kilkudziesięciu kV, układy PF mogą przyspieszać i emitować jony o energii sięgającej kilku, a nawet kilkunastu MeV [29, 40, 44, 69, 78-83]. Świadczy to o występowaniu w ognisku plazmowym bardzo silnych pól elektromagnetycznych. Odnośnie rozkładu przestrzennego emitowanych jonów stwierdzono, że jest on silnie anizotropowy, ponieważ większość wiązek jonowych emitowana jest wzdłuż osi symetrii elektrod. Przykład takiego rozkładu przedstawiono na Rys. 2.6. Rys. 2.6. Rozkład kątowy szybkich deuteronów, który zmierzono w układzie PF-1000 za pomocą zestawu jądrowych detektorów śladowych. Bez filtru rejestrowane były deuterony o energii > 60 keV, za filtrem 1,5 m Al – deuterony o energii > 220 keV, a za filtrem 4,0 m Al – deuterony o energii > 480 keV [63]. 21 O występowaniu silnej anizotropii emisji jonów z wyładowań PF świadczyły także obrazy zarejestrowane kamerą typu „pinhole”, które ukazały przestrzenną mikrostrukturę strumieni jonowych. Przykład takiego obrazu jonowego przedstawiono na Rys. 2.7. Rys. 2.7. Integralny obraz wiązek jonowych, wyemitowanych z wyładowania przeprowadzonego w czystym deuterze w układzie PF-1000, ukazujący strukturę strumienia jonów rejestrowanego na osi symetrii układu. Białe kółko było otworem wykonanym w detektorze, aby część jonów mogła polecieć dalej [67]. Złożoną strukturę wiązek jonowych można wytłumaczyć wpływem lokalnych silnych pól magnetycznych, które są generowane przez prąd wyładowania przepływający przez włókna plazmowe w kolumnie „pinchu” [16, 73]. Ważnych informacji dostarczyły również pomiary wiązek szybkich elektronów, emitowanych głównie w kierunku przeciwnym niż jony [30, 64]. Wiązki elektronowe, którym udało się uciec z kolumny plazmowej przez osiowy kanał w elektrodzie wewnętrznej (anodzie), mimo hamowania w plazmie i gazie neutralnym, mają energię nawet rzędu kilkuset keV, tj. znacznie wyższe niż napięcie przykładane do elektrod [31, 42, 84-86]. Należy w tym miejscu stwierdzić, że od początku eksperymentalnych badań różnych układów PF prowadzone były również analizy teoretyczne [87-96]. Ich celem było teoretyczne modelowanie zjawisk formowania warstwy prądowej, jej akceleracji poosiowej, a następnie kompresji oraz określenie podstawowych parametrów plazmy, tj. rozkładów jej koncentracji i temperatury. Dobre wyniki uzyskano stosując 2-wymiarowy model magnetohydrodynamiczny (MHD), który opisuje plazmę, jako mieszaninę przewodzących płynów (elektronowego i jonowego), podlegających prawom mechaniki ośrodków ciągłych i elektrodynamiki [87-89]. W niektórych przypadkach, a zwłaszcza przy analizie zachowania wysokoenergetycznych jonów do opisu plazmy stosowano także model jedno-cząstkowy, który analizuje trajektorie poszczególnych cząstek pod wpływem lokalnych pól magnetycznych wewnątrz kolumny plazmy [90-91]. Z upływem lat model MHD był udoskonalany, co umożliwiło dobre opisanie faz akceleracji i kompresji warstwy prądowej [92-93]. Jako przykład można podać rozkłady koncentracji przedstawione na Rys. 2.8. 22 Rys. 2.8. Wynik numerycznych obliczeń rozkładu koncentracji plazmy w układzie PF-1000 w fazach przed i w czasie maksymalnej kompresji warstwy prądowej, które uzyskano za pomocą 2-wymiarowego kodu MHD [94]. Modele MHD dawały stosunkowo dobrą zgodność z danymi eksperymentalnymi, ale nie nadawały się do opisu zjawisk następujących po fazie maksymalnej kompresji ze względu na ich złożoność. Dlatego doskonalono także inne modele fizyczne opisujące emisję promieniowania rentgenowskiego [95] oraz model kinetyczny, który lepiej opisuje procesy w kolumnie „pinchu” [96]. Wracając do opisu aktualnego stanu eksperymentalnych badań układów PF, należy podkreślić, że w badania te bardzo duży wkład wnieśli Polacy. Już w połowie lat 60-tych ubiegłego wieku grupa fizyków podjęła badania gorącej plazmy w Instytucie Badań Jądrowych (IBJ) w Świerku [97]. Oprócz prac teoretycznych i eksperymentalnych badań różnych iniektorów plazmowych oraz pułapki magnetycznej SM (Spherical Multipole) podjęto także badania układów typu PF. W pierwszej kolejności zbudowano dwa małe układy PF-20 o energii zasilania do około 25 kJ, a później większy układ PF-150 o energii 150 kJ. Jeden układ PF-20 i układ PF-150 przekazano do Wojskowej Akademii Technicznej (WAT) w Warszawie, gdzie stworzono specjalny zespół badawczy. Eksperymenty na tych układach prowadzone były przez mieszane zespoły badaczy z IBJ i WAT i przyniosły wiele wartościowych wyników [98-101]. W ramach tej współpracy uzyskano m.in. intersujące rezultaty dotyczące zwiększenia wydajności neutronowej z wyładowań PF na skutek zastosowania dodatkowego grzania plazmy silnym impulsem laserowym [99]. W następnych latach zespół z IBJ zaprojektował i zbudował jeszcze większe układy: PF-360, który był badany w Świerku [102-107], a następnie układ PF-1000, który zbudowano w nowym Instytucie Fizyki Plazmy i Laserowej Mikrosyntezy (IFPiLM) w Warszawie. Układ PF-1000, jako największe na Świecie urządzenie badawcze z elektrodami typu Mathera, przy pełnej energii zasilania (1,1 MJ) został uruchomiony dopiero w roku 2000 [108]. Warto dodać, że ważne wyniki zostały uzyskane także na mniejszych układach badawczych, np. w układzie MAJA-PF w Świerku [81, 109]. Należy tu wymienić równoczesne obserwacje emisji promieniowania X, wiązek jonowych i elektronowych, które pozwoliły ocenić korelacje tych procesów. Przykładowe wyniki przedstawiono na Rys. 2.9. 23 Rys. 2.9. Sygnały z różnych kanałów energetycznych analizatora wiązek elektronów umieszczonego od strony kolektora układu PF-MAJA (z lewej), integralny obraz miękkiego promieniowania X z kamery „pinhole” z filmem rtg, umieszczonej z boku komory tego układu (w środku), i obraz wiązek jonów zarejestrowany z kamery „pinhole” z detektorem NTD, umieszczonej na osi symetrii, na końcu komory [109]. Wykazano w ten sposób zależność emisji wiązek korpuskularnych (jonów i elektronów) oraz promieniowania rentgenowskiego zwłaszcza z małych obszarów, zwanych „hot-spots”. Wymienione wyżej duże układy PF-360 i PF-1000 były badane przez wiele lat i po licznych modyfikacjach są nadal używane do różnych prac eksperymentalnych. Na układzie PF-360 przeprowadzono nie tylko pomiary neutronowe, ale również szczegółowe badania emisji jonów i elektronów oraz promieniowania rentgenowskiego [64, 104-105, 110-111]. Natomiast na układzie PF-1000 prowadzone były liczne badania w ramach współpracy z badaczami z innych ośrodków krajowych i zagranicznych [40, 48, 51-52, 67-71, 86, 112-125]. Do najważniejszych wyników z układu PF-1000 można zaliczyć zbadanie wpływu kształtu i wymiarów elektrod oraz izolatora na wydajność neutronową [25-26], a także zbadanie dynamiki warstwy prądowej metodami ultraszybkiej fotografii i interferometrii [48, 63, 71, 113]. Bardzo ważne było wykonanie szczegółowych pomiarów wydajności i przestrzennego rozkładu emisji szybkich neutronów z reakcji D-D w zależności od warunków eksperymentalnych [48, 51, 115]. W trakcie badań wprowadzano różne modyfikacje układu, zmieniając m.in. układ zasilania i konfigurację elektrod. Dlatego w ostatnich latach układ otrzymał nazwę PF-1000U. Ważne było eksperymentalne wykazanie, że część szybkich neutronów nie pochodzi z reakcji „wiązka-tarcza”, ale ma charakter termojądrowy [51]. Bardzo ważne były także pomiary promieniowania rentgenowskiego, które pozwoliły uzyskać rentgenowskie obrazy kolumny plazmowej i zarejestrować impulsy badanego promieniowania [43, 111, 113-114, 125]. W szczególności ważne było określenie korelacji czasowych między impulsami promieniowania korpuskularnego i rentgenowskiego [114]. Bardzo istotne były również pomiary wiązek jonowych, które pozwoliły określić energie i rozkłady przestrzenne wysokoenergetycznych jonów [40, 47, 83], a także wiązek wysokoenergetycznych elektronów [111, 114]. Ważnych informacji dostarczyły także pomiary wysokoenergetycznych protonów pochodzących 24 z drugiej gałęzi reakcji syntezy D-D [55-56, 67]. Dokładniejsza analiza pomiarów takich protonów pozwoliła wnioskować o roli lokalnych pól magnetycznych związanych z włóknistą strukturą warstwy prądowej i kolumny „pinchu”. PF-1000 swobodny strumień Uo = 27 kV, po (D2) = 4,7 hPa texp = 1 s, z = 8 cm 2000 1500 D D Amplituda sygnału, a.u. Nowych informacji o wyładowaniach typu PF dostarczyły pomiary wykonane metodami optycznej spektroskopii emisyjnej [111-113, 117, 120]. Na podstawie pomiarów widma optycznego można było wnioskować o ilości i czasie pojawiania się zanieczyszczeń plazmy, które pochodziły z powierzchni izolatora i elektrod. Przykład takiego widma optycznego przedstawiono na Rys. 2.10. 1000 D Cu II 500 za ła m an ia , 2 s 0 0 Cu I 3 5 400 500 nm 600 700 800 Cz 30 300 as od 8 10 12 15 Rys. 2.10. Widmo promieniowania widzialnego plazmy deuterowej zarejestrowane w odległości z = 8 cm od końca elektrod układu PF-1000 w funkcji czasu, liczonego od wystąpienia osobliwości prądu wyładowania, tj. od maksimum kompresji. Metody spektroskopii optycznej wykorzystywano również przy badaniu oddziaływania strumieni plazmy z różnymi materiałami, które są ważne z punktu widzenia technologii reaktorów termojądrowych [112-113, 117]. W dziedzinie badań fizyki układów PF w ostatnich latach wiele uwagi poświęcono eksperymentom z impulsowym napuszczaniem gazu roboczego lub domieszek innego gazu [125], które nawiązywały do wcześniejszych badań wyładowań PF z dodatkową iniekcją gazu. Wiele uwagi poświęcono badaniom procesów transformacji, które zachodzą w kolumnie plazmowej wyładowania PF [75, 119]. Wiele wysiłku pochłonęły badania mikrostruktury wyładowań PF, m.in. włókien plazmowo-prądowych (filaments) [121, 123], których występowanie w kolumnie „pinchu” wykryto wcześniej w eksperymentach w układzie POSEIDON [73]. Włókna plazmowo-prądowe obserwowano później także w innych eksperymentach [126-127], ale w minionych latach nie poświęcano im wiele uwagi, chociaż związane z nimi pola magnetyczne mają ewidentny wpływ na trajektorie jonów. Dopiero pomiary przestrzennego rozkładu szybkich protonów (pochodzących z reakcji D-D) [56] zwróciły uwagę badaczy na rolę takich włókien. Jednocześnie zwrócono uwagę na potrzebę badań mikro-obszarów plazmy o zwiększonej intensywności emisji 25 promieniowania X (czyli „hot-spots”) [124, 127-128]. Jak wspomniano wyżej, „hot-spots” powstają prawdopodobnie w miejscach rozerwania włókien plazmowoprądowych na skutek rozwoju różnych niestabilności. Liczne „hot-spots” zostały zaobserwowane na obrazach rentgenowskich z kamer typu „pinhole”, stosowanych w eksperymentach prowadzonych na układach PF-360U i PF-1000U [124, 129]. Ważną kontynuacją badań promieniowania X w układzie PF-1000U były obserwacje „hot-spots” oraz pomiary impulsowych wiązek szybkich elektronów emitowanych z wyładowań w układzie PF-360U, które opisano w pracy doktorskiej [129]. Przykład zarejestrowanych „hot-spots” i wiązek elektronowych przedstawiono na Rys. 2.11. Rys. 2.11. Integralne zdjęcie rentgenowskiego wyładowania #130 w układzie PF-360U wypełnionym deuterem (6,4 hPa) z domieszką kryptonu (0,1 hPa) oraz sygnały elektronowe z różnych kanałów pomiarowych spektrometru magnetycznego [129]. Pokazany wyżej przykład świadczy, że emisja wiązek elektronowych rozpoczyna się po uformowaniu kolumny „pinchu”, ale pojedyncze wysokoenergetyczne mikro-wiązki elektronów są emitowane prawdopodobnie ze struktur typu „hot-spots” formowanych stochastycznie w różnych miejscach kolumny plazmowej i z różnym opóźnieniem w stosunku do chwili t = 0. Sugeruje to, że pewne mikro-struktury plazmowe mogą istnieć przez okres rzędu setek nanosekund. Omawiane badania [129], oprócz ważnych danych eksperymentalnych, przyniosły także nowe pytania dotyczące fizyki wyładowań PF. Kończąc przegląd stanu badań układów PF należy wspomnieć o pomyśle zrealizowania bez-neutronowej syntezy termojądrowej z wykorzystaniem reakcji szybkich protonów z jądrami boru, tj reakcji p + 11B 3 4He + 8,7 MeV [130]. Niedawno podjęto próby realizacji takich reakcji również w układzie PF-1000U, ale wyniki nie zostały jeszcze opublikowane. 26 2.2. Uzasadnienie potrzeby dalszych badań zjawisk PF Jak wynika z przedstawionego wyżej podsumowania wyników wieloletnich badań PF w różnych laboratoriach, ze szczególnym uwzględnieniem eksperymentów PF-1000 i PF-1000U oraz PF-360U, istnieje jeszcze wiele nie wyjaśnionych problemów. Opracowane wcześniej modele teoretyczne pozwalają obliczyć parametry obwodu zasilania i ruch warstwy prądowej oraz przestrzenny rozkład koncentracji plazmy i jej temperatury ze stosunkowo dobrą dokładnością. Określone na podstawie rozważań teoretycznych prawo skalowania emisji neutronów z reakcji syntezy D-D (lub D-T) obowiązuje jednak tylko do pewnych wartości prądu (i energii) zasilania, ale później występują efekty nasycenia. Przeprowadzone były również liczne próby określenia praw skalowania dla emisji cząstek naładowanych (tj. jonów i elektronów) oraz emisji promieniowania rentgenowskiego, ale (choć określono pewne zależności empiryczne) obserwuje się duże odstępstwa od przewidywań modeli teoretycznych. Główną przyczyną jest brak powtarzalności wyładowań PF w skali mikroskopowej, przy zachowaniu pewnej powtarzalności w skali makroskopowej. W ostatnich latach eksperymentalnie udowodniono, że dużą rolę odgrywają nie tylko różne procesy transformacyjne w warstwie prądowej i wewnątrz kolumny gęstej plazmy, ale również różne mikrostruktury, tj. plazmoidy (plasmoids), włókna plazmowo-prądowe i „hot-spots”. Najnowsze badania wykazały, że wymienione mikro-struktury mają silny wpływ na emisję wiązek wysokoenergetycznych jonów i elektronów oraz emisję impulsów promieniowania X, ale również produktów reakcji syntezy jądrowej. Ze względu na stochastyczny charakter omawianych zjawisk brak jednak dobrych modeli teoretycznych i brak wielu danych eksperymentalnych. Należy w tym miejscu zauważyć, że silne impulsy promieniowania korpuskularnego i elektromagnetycznego emitowane z wyładowań PF mogą być wykorzystane nie tylko do badań podstawowych, ale także licznych zastosowań aplikacyjnych. Intensywne impulsy szybkich neutronów można wykorzystać do produkcji krótkożyciowych izotopów oraz do badań nad zachowaniem różnych materiałów konstrukcyjnych, potrzebnych m.in. do budowy przyszłych reaktorów. Natomiast impulsowe wiązki wysokoenergetycznych jonów i elektronów mogą służyć nie tylko do różnych eksperymentów fizycznych, ale również do celów medycznych. Impulsy promieniowania X mogą być zastosowane m.in. do litografii obwodów scalonych. Wobec powyższego można stwierdzić, że istnieje uzasadniona potrzeba kontynuowania dalszych badań zjawisk PF, w tym badań charakterystyk eksploatacyjnych i emisyjnych różnych układów PF, zwłaszcza po ich modyfikacjach. 27 3. Uzasadnienie tematyki podjętych badań i sformułowanie tezy naukowej W przedstawionym wyżej opisie wyników dotychczasowych badań układów typu PF (w podrozdziale 2.1) podkreślono duży wkład fizyków polskich, zwłaszcza badaczy z NCBJ (poprzednio IBJ i IPJ) w Świerku oraz IFPiLM w Warszawie. Należy tu dodać, że w ostatnich latach badania zjawisk PF podjęto również w IFJ PAN w Krakowie, ale zbudowane tam dwa układy PF-24 są jeszcze w fazie badań wstępnych i dotychczas nie dostarczyły nowych istotnych wyników. Intensywne prace badawcze na układach PF w Świerku i Warszawie przyniosły dużo nowych danych eksperymentalnych, ale (jak wykazano w podrozdziale 2.2) potrzebne są dalsze badania zmodernizowanych układów badawczych PF-360U i PF-1000U. Autor niniejszej rozprawy, w trakcie podejmowania decyzji dotyczącej tematyki planowanych badań wziął pod uwagę zarówno potrzeby badawcze dot. zjawisk PF, jak i dostępność unikatowych urządzeń eksperymentalnych i diagnostycznych. 3.1. Potrzeba optymalizacji i badań mikrostruktury wyładowań typu PF Wykonane w wielu laboratoriach badania wyładowań plazmowych typu PF wykazały, że charakterystyki emisyjne układów PF zależą silnie od parametrów konstrukcyjnych i eksploatacyjnych tych układów. Stan teorii plazmy nie pozwalał jednak dokładnie opisać wielu zjawisk, które obserwowano eksperymentalnie, i przewidzieć (tzn. obliczyć) wszystkich potrzebnych charakterystyk i parametrów plazmy. Dlatego w każdym układzie badawczym PF konieczne było wykonywanie szczegółowych pomiarów, zwłaszcza po wprowadzeniu istotnych zmian parametrów konstrukcyjnych lub eksploatacyjnych. Dlatego w ostatnich latach, po uruchomieniu zmodernizowanych układów PF-360U i PF-1000U wykonano kilka serii pomiarów w różnych warunkach eksperymentalnych i przy wykorzystaniu różnorodnych metod diagnostycznych. Uzyskane wyniki pozwoliły m.in. określić zakres stosowalności prawa skalowania emisji neutronów z reakcji syntezy D-D i w pewnym stopniu zbadać transformacje 28 zachodzące w warstw prądowej i kolumnie „pinchu”. Mimo uzyskania w określonych warunkach stosunkowo dużych wydajności neutronowych (Yn = 5 x 1011 neutronów/wyładowanie w układzie PF-1000U oraz 4 x 1010 neutronów/wyładowanie w układzie PF-360U) pojawiły się istotne pytania: 1. Czy to jest szczyt możliwości tych układów? 2. Czy dalsze zmiany konfiguracji elektrod lub sposobu dostarczania gazu roboczego pozwolą uzyskać jeszcze wyższe wartości Yn? Innymi słowy pojawił się problem dalszej optymalizacji konstrukcji i działania ww. układów. Zmiany konstrukcyjne są zwykle kosztowne i czasochłonne, dlatego wprowadzane są stosunkowo rzadko. Natomiast zmiany sposobu dostarczania gazu (w warunkach statycznych lub dynamicznych) są łatwiejsze i mniej czasochłonne. Dlatego w pierwszej kolejności zdecydowano się zbadać wpływ tego drugiego czynnika, w tym również wpływ domieszkowania lub zastąpienia deuteru innymi gazami. W przedstawionych wyżej opisach zwracano uwagę na występowanie złożonej mikrostruktury wyładowania PF. Przeprowadzone badania i opublikowane wyniki dostarczyły tylko pewnej ilości informacji o występowaniu struktur włóknistych (filaments) i plazmoidów (plasmoids) oraz o formowaniu charakterystycznych mikrostruktur „hot-spots”. Z punktu widzenia fizyki zjawisk PF ewidentnie potrzebne były nowe dane o mikrostrukturze badanych wyładowań, zwłaszcza w okresie istnienia kolumny „pinchu”. Informacje takie można uzyskać m.in. ze szczegółowych pomiarów emisji promieniowania rentgenowskiego. Dlatego uzasadnione było podjęcie takiej tematyki w ramach nowej pracy doktorskiej. 3.2. Sformułowanie głównej tezy naukowej Biorąc pod uwagę omówione wyżej potrzeby, w ramach planowanej pracy doktorskiej postanowiono wykonać dalsze bardziej szczegółowe badania emisji promieniowania widzialnego i rentgenowskiego w układach PF-360U i PF-1000U oraz przeprowadzić ocenę temperatury elektronowej wewnątrz badanej kolumny plazmowej w różnych warunkach eksperymentalnych. Jak wiadomo, zintegrowane w czasie fotografie promieniowania widzialnego pozwalają ocenić maksymalne rozmiary kolumny plazmowej. Pomiary spektroskopowe z rozdzielczością czasową pozwalają określić skład tej plazmy oraz zbadać dynamikę pojawiania się linii widmowych pochodzących od jonów zanieczyszczeń lub domieszek. Do określenia rozkładu gęstości potrzebne są pomiary metodami interferometrii laserowej, Natomiast integralne fotografie promieniowania rentgenowskiego umożliwiają obserwacje mikrostruktury kolumny gęstej plazmy, a do oceny wartości i zmian elektronowej temperatury plazmy potrzebne są pomiary sygnałów rentgenowskich w funkcji czasu. 29 Wykonane wcześniej obserwacje włókien plazmowo-prądowych i mikrostruktur „hotspots” i analiza wcześniejszych badań wykonanych w układach PF-360U oraz PF-1000U - skłoniły autora rozprawy do wysunięcia następującej hipotezy: „Formowanie różnych mikrostruktur wewnątrz kolumny gęstej i gorącej plazmy w wyładowaniach typu PF zależy silnie od warunków eksperymentalnych, a zwłaszcza warunków gazowych. Przy zachowaniu takich samych warunków eksperymentalnych mikrostruktury w postaci włókien plazmowo-prądowych są stosunkowo dobrze powtarzalne w skali makroskopowej, ale mikrostruktury w postaci „hot-spots” są niepowtarzalne. Ze względu na stochastyczny charakter formowania rozpatrywanych mikrostruktur ich parametry (położenie, czas istnienia, koncentracja i temperatura elektronowa) mogą się silnie różnić”. W celu zgromadzenia nowych danych eksperymentalnych i udowodnienia powyższej hipotezy autor musiał zaplanować cały cykl badań. 3.3. Zakres planowanych badań eksperymentalnych Biorąc pod uwagę, że szczegółowe pomiary emisji szybkich neutronów, a także emisji wiązek wysokoenergetycznych jonów i elektronów w zmodernizowanych układach PF-360U i PF-1000U były wykonane w ramach innych prac [52, 71, 82, 115, 129, 131], autor skupił uwagę na pomiarach rentgenowskich i badaniach mikrostruktury kolumny „pinchu”. Dla uzyskania danych porównawczych, autor zaplanował swój aktywny udział także w innych pomiarach wykonywanych na ww. układach, np. w pomiarach wiązek jonowych w układzie PF-1000U [83] oraz w pomiarach metodami OES (optycznej spektroskopii emisyjnej) [122]. Metody OES były szeroko stosowane szczególnie w czasie badań strumieni plazmy wytwarzanych w układach PF przy różnych warunkach gazowych [132-134], a także przy badaniach erozji różnych materiałów w czasie naświetlania ich intensywnymi strumieniami gorącej plazmy w układach PF [135-138]. W celu udowodnienia sformułowanej wyżej hipotezy naukowej autor zaplanował wykonanie pomiarów rentgenowskich w badaniach wpływu metalowego pręcika umieszczonego na osi anody w układzie PF-1000U na procesy transformacji w kolumnie plazmy deuterowej [138]. Szczególnie wiele uwagi autor musiał jednak poświęcić integralnym i rozwiniętym w czasie pomiarom miękkiego promieniowania X oraz ocenom lokalnych wartości elektronowej temperatury plazmy [139-142]. Należy dodać, że wszystkim wymienionym wyżej badaniom musiały towarzyszyć rutynowe pomiary przebiegów prądowych i sygnałów z sond neutronowych. Niektóre badania wymagały także wykorzystania wielo-kadrowego interferometru laserowego, co będzie opisane w dalszej części rozprawy. 30 4. Opis układów eksperymentalnych wykorzystywanych do realizacji pracy W trakcie realizacji badań eksperymentalnych w ramach rozprawy doktorskiej, przeprowadzono liczne eksperymenty w dwóch układach PF z elektrodami typu Mathera, tj. w zmodyfikowanym układzie PF-360U w NCBJ oraz w zmodyfikowanym układzie PF-1000U w IFPiLM. W następnych podrozdziałach przedstawiony zostanie szczegółowo opis wyżej wymienionych układów i stosowanych w nich urządzeń pomiarowych. 4.1. Zmodernizowany układ PF-360U Układ plazmowy PF-360 zaprojektowano i zbudowano w Świerku ponad 35 lat temu [102], jako prototyp do sprawdzenia rozwiązań konstrukcyjnych jeszcze większych układów PF. W przeszłości komora eksperymentalna PF-360 i układ zasilania był kilkakrotnie modyfikowany. W ostatnich latach zmodernizowano wysokonapięciowy generator udarów prądowych i układ otrzymał nazwę PF-360U. Zachowano w nim bez zmian główny kolektor prądowy i koncentryczne elektrody typu Mathera. Elektrodę zewnętrzną stanowi grubościenna rura miedziana z otworem o średnicy 170 mm. Wewnątrz niej umieszczona jest koaksjalnie elektroda wewnętrzna, którą stanowi rura miedziana o średnicy 120 mm, zakończona miedzianą płytą czołową z przelotowym otworem o średnicy 40 mm. Obie elektrody mają długość 300 mm, a ich podstawy są izolowane rurowym izolatorem o długości 80 mm, wykonanym z technicznej ceramiki alundowej (Al2O3 ze specjalnymi domieszkami) [64, 110]. Główna komora eksperymentalna zbudowana jest ze stali nierdzewnej i wyposażona w kilka kanałów diagnostycznych, system pompowania próżniowego i system napuszczania gazu roboczego. Widok komory eksperymentalnej układu PF-360U i fotografię końców elektrod przedstawiono na Rys. 4.1. Przed rozpoczęciem eksperymentów w układzie PF-360U główna komora eksperymentalna była odpompowywana do ciśnienia rzędu 10 -6 hPa, a następnie napełniania czystym deuterem (lub deuterem z domieszką cięższego gazu) do ciśnienia początkowego (po) wynoszącego ok. 6 hPa. 31 Rys. 4.1. Komora eksperymentalna układu PF-360U z kilkoma kanałami pomiarowymi i widok obu koaksjalnych elektrod. Wyładowanie plazmowe w układzie PF-360U inicjowane było przez przyłożenie między elektrody wysokiego napięcia (Uo = 30-31 kV) z naładowanej uprzednio baterii wysokonapięciowych kondensatorów o łącznej pojemności Co = 234 μF. Bateria ta mogła dostarczać impulsy prądu o maksymalnym natężeniu rzędu 1,8-2,0 MA. Okres czasu pomiędzy zainicjowaniem wyładowania, a momentem maksymalnej kompresji warstwy prądowej na osi układu (i wystąpieniem charakterystycznego załamania na przebiegu prądowym, czyli tzw. „current dip”) wynosił zwykle 4,5-5,0 μs. W wyładowaniach realizowanych w czystym deuterze całkowita wydajność neutronowa (Yn) zmieniała się w granicach od ok. 108 (w tzw. „słabym strzale”) do ok. 1010 (w tzw. „dobrym strzale”). Najważniejsze urządzenia pomiarowe, które były wykorzystywane w czasie eksperymentów w układzie PF-360U, będą opisane w następnym rozdziale. 4.2. Zmodernizowany układ PF-1000U Jak wspomniano w rozdziale 2, układ PF-1000 (wyposażony również w elektrody typu Mathera) zaprojektowano w IPJ w Świerku, ale ostatecznie został zbudowany w Instytucie Fizyki Plazmy i Laserowej Mikrosyntezy (IFPiLM) w Warszawie. Układ ten wyposażono w dużą komorę próżniową (o średnicy ok. 1,4 m i długości ok. 2,5 m) oraz wielką baterię wysokonapięciowych kondensatorów o całkowitej pojemności 1,332 mF. Został on uruchomiony przy pełnej energii zasilania (ok. 1,1 MJ) w roku 2000 [108]. Od rozpoczęcia badań w omawianym układzie wprowadzono wiele zmian konstrukcyjnych elektrod i generatora prądowego [113]. W ostatnich latach układ został wyposażony w szybki elektrodynamiczny zawór do iniekcji gazu wzdłuż osi elektrod i otrzymał nazwę układu PF-1000U [121-124]. Widok komory eksperymentalnej tego układu przedstawiono na Rys. 4.2. 32 Rys. 4.2. Widok połowy wielkiej komory eksperymentalnej układu PF-1000U oraz kilku urządzeń diagnostycznych. W czasie eksperymentów opisywanych w rozprawie elektrodę zewnętrzną stanowił zespól 12 rur stalowych, każda o średnicy 80 mm i długości 460 mm, które rozmieszczono symetrycznie na obwodzie okręgu o średnicy 400 mm. Natomiast elektrodę wewnętrzną stanowiła grubościenna rura miedziana o średnicy 230 mm i długości 460 mm, wyposażona w miedzianą płytę czołową z otworem o średnicy 45 mm, za którą umieszczony był ww. impulsowy zawór gazowy. Widok tych elektrod przedstawiono na Rys. 4.3. Rys. 4.3. Widok koaksjalnych elektrod zmodernizowanego układu PF-1000U. W środku elektrody wewnętrznej widoczna jest dysza impulsowego zaworu gazowego. Przed elektrodami widoczna jest sonda do pomiaru strumienia plazmy. 33 Przed rozpoczęciem eksperymentów wielka komora układu PF-1000U była odpompowywana do ciśnienia rzędu 10-5 hPa, a następnie napełniania czystym deuterem (lub deuterem z domieszką cięższego gazu) do ciśnienia początkowego (po) zmienianego w granicach 0,7-10 hPa. Po napełnieniu komory gazem roboczym zwykle realizowano od kilku do kilkunastu wyładowań. Wyładowania plazmowe w układzie PF-1000U inicjowane były po naładowaniu wielkiej baterii kondensatorów do napięcia początkowego, zmienianego od 16 kV do 23 kV, co odpowiadało energii zasilania w granicach 290-380 kJ. W wyładowaniach z dynamicznym napuszczaniem gazu zawór impulsowy był otwierany ok. 2 ms przed przyłożeniem do elektrod wysokiego napięcia. W zależności od warunków eksperymentalnych okres czasu pomiędzy inicjacją wyładowania i momentem osiągnięcia maksymalnej kompresji plazmy wynosił 5-7 μs. Maksymalne natężenie prądu wyładowania osiągało wartość 1,4-2,1 MA. Z wyładowań przeprowadzanych w układzie PF-1000U wypełnionym czystym deuterem całkowita wydajność neutronowa wynosiła od ok. 10 9 (w „słabym strzale”) do ponad 1011 (w „dobrym strzale”). Urządzenia pomiarowe i specjalne urządzenia diagnostyczne, które stosowano w układzie PF-1000U, zostaną opisane w następnym rozdziale. 34 5. Opis stosowanej aparatury pomiarowej W układach eksperymentalnych PF-360U i PF-1000U stosowana jest różnorodna aparatura do kontroli działania tych układów i do diagnostyki wytwarzanej plazmy. Można przy tym wyróżnić wyposażenie standardowe, które wykorzystuje się w czasie każdego wyładowania, np. urządzenia do pomiarów parametrów obwodów zasilania. Oddzielną grupę stanowi specjalna aparatura pomiarowa, przeznaczona do diagnostyki plazmy i instalowana w ww. układach badawczych zależnie od konkretnego eksperymentu. Wyposażenie standardowe oraz aparatura specjalna będzie opisana w kolejnych podrozdziałach. 5.1. Wyposażenie do wyładowań PF rutynowych pomiarów parametrów Do najważniejszych pomiarów rutynowych w układach PF należą pomiary zmian napięcia przykładanego do elektrod i pomiary przebiegów prądu wyładowania. Do pomiarów napięcia wykorzystuje się wykalibrowane dzielniki wysokonapięciowe, które łącznie z szybkimi oscylografami pamięciowymi służą do rejestracji zmian tego napięcia między elektrodami. Do pomiarów zmian natężenia prądu wyładowania wykorzystuje się tzw. pasy Rogowskiego [143]. Stanowią one specjalne pierścieniowe cewki, które rejestrują zmiany pola magnetycznego, towarzyszącego przepływowi prądu wyładowania. Cewki te umieszczone są wewnątrz głównego kolektora prądowego i obejmują wszystkie doprowadzenia prądowe. Sygnał napięciowy na wyprowadzeniach tych uzwojeń jest proporcjonalny do pochodnej natężenia mierzonego prądu (dI/dt), zgodnie ze wzorem: V= − ANμ0 dI l dt (5.1) gdzie A - oznacza powierzchnię poprzecznego przekroju uzwojenia pasa Rogowskiego, N – liczbę zwojów cewki, l – długość obwodu pasa, μo - przenikalność dielektryczną próżni. Sygnał ten można scałkować elektronicznie i zapisać na szybkim oscylografie w celu porównania zmian przebiegów natężenia prądu wyładowania i jego pochodnej, jak przedstawiono na Rys. 2.1 w rozdziale 2. Trzeba 35 przy tym zauważyć, że ze względu na stosowanie w układach zasilania bardzo wysokich napięć należy zapewnić odpowiednią izolację obwodów pomiarowych. Dodatkowo należy wspomnieć, że pik dI/dt wyładowania pozwala dokładniej określić moment wystąpienia maksymalnej kompresji plazmy. 5.2. Aparatura do pomiarów optycznych i interferometrii laserowej Do wykonywania zintegrowanych po czasie zdjęć promieniowania widzialnego z wyładowań PF stosuje się konwencjonalne aparaty fotograficzne CCD. Czasami, dla ukazania szczegółów w obrazie kolumny plazmy dodatkowo stosowane są optyczne filtry barwne. Przykłady integralnych zdjęć, które wykonano bez i przy użyciu filtru, przedstawiono na Rys. 5.1. 10 cm 10 cm Rys. 5.1. Integralne zdjęcia kolumny plazmy w układzie PF-1000U, zarejestrowane bez i przy wykorzystaniu filtru czerwonego [141]. W celu wykonania fotografii różnych faz wyładowania PF korzysta się z ultraszybkich kamer fotograficznych, które umożliwiają rejestrację poszczególnych kadrów z czasem ekspozycji ok. 1-2 ns i określenie ich opóźnienia w stosunku do początku wyładowania lub momentu maksymalnej kompresji plazmy. Przykład takich ultraszybkich fotografii przedstawiono na Rys. 1.2 w rozdziale 1. Dla oceny składu plazmy i jej podstawowych parametrów bardzo ważne są pomiary metodą optycznej spektroskopii emisyjnej (OES). W opisywanych układach eksperymentalnych pomiary takie wykonywane były za pomocą spektrometru typu Mechelle®900, którego widok przedstawiono na Rys. 5.2. 36 Rys. 5.2. Fotografia optycznego spektrometru Mechelle®900. Promieniowanie z badanego obszaru kolumny plazmowej zbierane jest za pomocą kolimatora optycznego, który umieszcza się za kwarcowym oknem obserwacyjnym. Kolimator ten ustawia się prostopadle lub pod wybranym kątem do osi symetrii układu. Badane promieniowanie przekazywane jest do szczeliny wejściowej spektrometru (o wymiarach 20 m x 150 m) za pośrednictwem światłowodu. Spektrometr może analizować promieniowanie o długości fali od 300 nm do 1100 nm. Czas otwarcia bramki jest ustalany w przedziale od 100 ns do 50 ms, a czas opóźnienia w stosunku do sygnału startowego może być regulowany w przedziale od 100 ns do 1 ms. Układ detekcyjny spektrometru przetwarza analizowane promieniowanie na sygnały elektryczne, które przesyłane są do komputera i zapamiętywane w postaci widma optycznego. Komputer sprzężony ze spektrometrem wyposażony jest w specjalne oprogramowanie, które umożliwia szybką identyfikację rejestrowanych linii widmowych [144]. Zdolność rozdzielcza opisywanego spektrometru wynosi odpowiednio: dla linii 1 = 404,7 nm, FWHM= 0,46 nm, 1/1 = 900, a dla linii 2 = 1014 nm, FWHM = 0,95 nm, 2/2 = 1070. Przykład widma optycznego, które zarejestrowano jeszcze w starym układzie PF-1000, przedstawiono w rozdziale 2 na Rys. 2.10. Jak wspomniano w rozdziale 2, na podstawie zarejestrowanych widm optycznych można ocenić zmiany składu plazmy (np. moment pojawiania się zanieczyszczeń), a na postawie analizy wybranych linii widmowych (np. linii D) można ocenić gęstość plazmy Należy jednak zaznaczyć, że oceny elektronowej temperatury plazmy na podstawie linii widmowych są obarczone dużymi błędami i dają wartości mocno zaniżone. Natomiast wartości gęstości plazmy są wiarygodne i zgodne z wynikami uzyskiwanymi innymi metodami. Oprócz metod OES w układach PF stosowana jest często interferometria laserowa. W szczególności w układzie PF-1000U zainstalowany jest system laserowego interferometru typu Macha-Zehndera [70-72]. Schemat tego interferometru pokazano na Rys. 5.3. 37 Rys. 5.3. Uproszczony schemat laserowego interferometru typu Macha-Zehndera, który jest zainstalowany w układzie PF-1000U [72]. Przedstawiony schemat nie ukazuje bardzo złożonej konstrukcji tego interferometru. W rzeczywistości pierwotny impuls laserowy (o czasie trwania 1-2 ns) dzielony jest na 16 impulsów, które są wzajemnie opóźniane w granicach 0-220 ns za pomocą zwierciadeł położonych w różnych odległościach (tzw. linii świetlnych). Wszystkie wiązki laserowe są następnie wprowadzane (z małą rozbieżnością kątową) prostopadle do osi komory eksperymentalnej, przechodzą przez badany obszar plazmy i na wyjściu interferometru tworzą 16 obrazów interferencyjnych, które są rejestrowane za pomocą specjalnych kamer. Przykłady obrazów interferencyjnych, zarejestrowanych dla wyładowań typu PF, przedstawiono na Rys. 2.2 w rozdziale 2. Na podstawie czytelnych prążków interferencyjnych, a właściwie z analizy ich przesunięć, można przy założeniu cylindrycznej symetrii kolumny plazmowej obliczyć przestrzenne rozkłady elektronowej gęstości plazmy [67, 71]. Przykłady takich rozkładów przedstawiono na Rys. 5.4. Rys. 5.4. Linie odpowiadające określonym gęstościom plazmy (equidensity lines), które obliczono na podstawie analizy obrazów interferencyjnych zarejestrowanych w różnych chwilach (t = 9 ns i 39 ns) po piku dI/dt w układzie PF-1000 dla wyładowania #8584 (przy po = 2,4 hPa D2, Uo = 27 kV, Yn = 4,2 x 1011) [67]. 38 Inne przykłady obrazów interferencyjnych, które zostały zarejestrowane podczas eksperymentów z udziałem autora rozprawy, będą przedstawione w dalszej części pracy. Warto dodać, że obrazy interferencyjne plazmy i rozkłady jej koncentracji można również wykorzystać do porównań ze zdjęciami w paśmie promieniowania rentgenowskiego. 5.3. Aparatura do pomiarów wiązek szybkich jonów i elektronów Pomiary wysokoenergetycznych jonów i elektronów nie były objęte tematem rozprawy, ale część badań wykonywanych przez autora była realizowana równocześnie z takimi pomiarami. Dlatego dla kompletności opisu aparatury diagnostycznej podany zostanie krótki opis urządzeń wykorzystywanych do ww. pomiarów korpuskularnych. Do rejestracji szybkich jonów (a także szybkich protonów pochodzących z reakcji syntezy D-D) w eksperymentach PF wykorzystuje się bardzo często jądrowe detektory śladowe (NTD). Wysokoenergetyczne jony (o energii > 30 keV) powodują w takich detektorach zniszczenia struktury, które po wytrawieniu naświetlonego detektora w odpowiednim roztworze ukazują się w postaci mikro-kraterów (śladów) łatwych do obserwacji i zliczenia za pomocą zwykłego mikroskopu optycznego [67]. Średnice mikro-kraterów zależą oczywiście od rodzaju jonu, jego energii oraz warunków wytrawiania naświetlonego detektora. Dlatego przed wykorzystaniem w eksperymentach detektory NTD są zwykle kalibrowane za pomocą wiązek jonów o znanych parametrach [38], a wykresy kalibracyjne służą potem do identyfikacji jonów i określenia ich energii [67, 113, 131]. Detektory NTD można rozmieszczać w różnych miejscach wewnątrz komory eksperymentalnej na specjalnych wspornikach, albo wewnątrz kamer typu „pinhole”. W pierwszym przypadku na podstawie analizy obrazów jonowych z różnych miejsc można określić rozkład kątowy emisji jonów (patrz Rys. 2.6 w rozdziale 2). W drugim przypadku otrzymuje się obraz wiązek jonowych (patrz Rys. 2.7 w rozdziale 2). Należy dodać, ze przybliżoną analizę energii rejestrowanych jonów można wykonać umieszczając przed detektorem NTD dodatkowy filtr absorpcyjny, np. z folii aluminiowej o znanej grubości. W takim przypadku rejestrowane są tylko jony o energii większej niż próg absorpcji wybranego filtru [86]. Do dokładniejszej analizy masowej i energetycznej jonów w eksperymentach PF wykorzystywane są zwykle spektrometry masowe typu Thomsona, w których pole magnetyczne i pole elektryczne nie są skierowane równolegle, ale w kierunku prostopadłym do kierunku ruchu analizowanych jonów [45, 47]. W efekcie analizy w takim spektrometrze, w płaszczyźnie detekcji jony tworzą charakterystyczne parabole, których przykład przedstawiono na Rys. 2.5 w rozdziale 2. 39 W obu opisywanych układach PF-360 i PF-1000 stosowane były duże (zewnętrzne) oraz miniaturowe (wewnętrzne) spektrometry typu Thomsona [83, 86]. Do integralnej rejestracji parabol jonowych wykorzystano detektory NTD. Natomiast do rozwiniętych w czasie pomiarów jonów w wybranych miejscach tych parabol, tj. jonów o wybranym stosunku masy do ładunku elektrycznego (Mi/Ze) oraz stosunku energii do ładunku (Ei/Ze), stosowano miniaturowe detektory scyntylacyjne sprzężone przez oddzielne światłowody z szybkimi fotopowielaczami [86]. Do rejestracji wiązek szybkich elektronów, których większość jest emitowana w kierunku przeciwnym niż jony (i ucieka przez osiowy kanał w elektrodzie wewnętrznej i kolektorze), stosowane były różne spektrometry magnetyczne [129]. Zintegrowane po czasie widmo energetyczne elektronów uzyskiwano umieszczając na drodze odchylonych wiązek elektronowych czuły film rentgenowski, owinięty szczelnie cienką (30 m) folią aluminiową. W folii tej następowała konwersja padających elektronów na promieniowanie rentgenowskie, które po wywołaniu filmu było widoczne w postaci smugi w określonym przedziale energii. Do detekcji elektronów w wybranych kanałach energetycznych stosowano miniaturowe detektory scyntylacyjne lub miniaturowe detektory typu Czerenkowa, sprzężone optycznie z szybkimi fotopowielaczami [129]. Więcej szczegółów ww. urządzeń diagnostycznych można znaleźć w wielu publikacjach i rozprawach doktorskich, m.in. [86, 129]. 5.4. Aparatura do pomiarów impulsów twardego promieniowania X i szybkich neutronów z reakcji syntezy We wszystkich eksperymentach PF, w których uczestniczył autor rozprawy, całkowita wydajność neutronowa (Yn) z reakcji syntezy D-D była mierzona za pomocą konwencjonalnych liczników aktywacyjnych z foliami ze srebra [53]. Liczniki te zostały rozmieszczone na stałe wokół komór eksperymentalnych w układach PF-360U oraz PF-1000U, a przed ich wykorzystaniem były kalibrowane za pomocą przenośnych źródeł radioaktywnych [63, 110]. W układzie PF-1000U, w celu porównawczym do pomiarów Yn stosowano również inne liczniki aktywacyjne oraz „detektory bąbelkowe” (bubble detectors), ale autor tej pracy nie korzystał z tych metod diagnostycznych. Do pomiarów impulsów neutronowych i twardego promieniowania X w funkcji czasu, we wszystkich eksperymentach wykonanych z udziałem autora rozprawy, stosowane były sondy neutronowe z detektorami scyntylacyjnymi [53]. Głównymi elementami tych sond były scyntylatory plastikowe (o kształcie cylindrycznym) sprzężone optycznie z szybkimi fotopowielaczami, które umieszczono wewnątrz cienkich ekranów anty-magnetycznych. Z zewnątrz, detektory te były otoczone osłonami 40 z blachy kadmowej (dla wychwycenia spowolnionych neutronów) i grubymi warstwami parafiny (w celu spowolnienia neutronów rozproszonych). W osłonach tych wykonano poosiowe kanały, które służyły jako kolimatory badanego strumienia szybkich neutronów. Fotopowielacze sond zasilano z izolowanych i stabilizowanych elektrycznie zasilaczy WN, a sygnały z sond były rejestrowane za pomocą szybkich oscylografów pamięciowych. W układzie PF-360U wykorzystywano dwie sondy neutronowe, z których pierwsza umieszczona była na osi układu w odległości 6 m od środka kolumny plazmowej, a druga ustawiona była prostopadle do osi układu, w odległości 3 m od środka kolumny plazmy. W układzie PF-1000U wykorzystywano trzy sondy neutronowe: pierwsza z nich była umieszczona na osi układu, w odległości 7-16 m od wylotu elektrod, druga – ustawiona była na osi wyładowania za kolektorem, w odległości 7-58 m od końca elektrod, a trzecia – w płaszczyźnie horyzontalnej, prostopadle do osi układu, w odległości 3-7 m od środka kolumny plazmy, zależnie od eksperymentu. Ze względu na występowanie silnych zaburzeń elektromagnetycznych przy układzie PF-1000U, omawiane sondy wraz z układami zasilającymi i blokami UPS umieszczane były w oddzielnych klatkach Faraday’a. Przykład rozmieszczenia opisanych wyżej liczników aktywacyjnych i sond neutronowych wokół układu PF-1000U pokazano na Rys. 5.5. Rys. 5.5. Schemat rozmieszczenia scyntylacyjnych sond neutronowych (SPD) oraz srebrnych liczników aktywacyjnych (SC) w rzucie bocznym na układ PF-1000U. Położenia sond SPD były zmieniane w zależności od eksperymentu [69]. 41 Należy w tym miejscu zauważyć, że detektory scyntylacyjne w sondach neutronowych rejestrowały również impulsy twardego promieniowania X, które były generowane np. przez oddziaływanie szybkich elektronów z powierzchnią elektrody wewnętrznej (anody). Pierwszy impuls twardych X był zwykle dobrze skorelowany z maksymalną kompresją plazmy i był rejestrowany z pomijalnie małym opóźnieniem. Natomiast sygnały pochodzące od neutronów były opóźnione o czas przelotu tych neutronów do sondy. Należy dodać, że w wielu wyładowaniach PF obserwowane były 2 lub 3 piki twardych X i neutronów, które można było zidentyfikować na podstawie analizy kształtu i przesunięć czasowych tych pików [145]. Przykład takich sygnałów z sondy neutronowej przedstawiono na Rys. 5.6. Rys. 5.6. Sygnały z trzech sond neutronowych, które były ustawione przy układzie PF-1000U w odległościach 7 m od środka wylotu elektrody wewnętrznej: (d) – na osi symetrii elektrod w kierunku zgodnym z ruchem warstwy prądowej, (u) – na tej samej osi, ale w kierunku przeciwnym, (s) - pod kątem 800 do osi układu [145]. Należy dodać, że start zapisu sygnałów z sond neutronowych był synchronizowany z głównym wyładowaniem, a właściwie z momentem wystąpienia osobliwości prądowej. Umożliwiało to porównanie dynamiki emisji impulsów twardych X i szybkich neutronów z wynikami uzyskiwanymi innymi metodami diagnostycznymi. 5.5. Aparatura do pomiarów miękkiego promieniowania X Ze względu na temat rozprawy najbardziej istotne były szczegółowe pomiary miękkiego promieniowania rentgenowskiego w badanych wyładowaniach plazmowych. W tym celu do pomiarów integralnych stosowana była najpierw kamera typu „pinhole” wyposażona w obrotową tarczę z czułym filmem rentgenowskim. Diafragma wejściowa tej kamery („pinhole” o średnicy 0,5 mm) zaklejona była próżnioszczelnie filtrem z berylu o grubości 10 m, który przepuszczał 42 promieniowanie o energii kwantów > 900 eV. Dla wyeliminowania dodatkowej absorpcji mierzonego promieniowania, kamera była odpompowywana przez specjalny kanał próżniowy. Obszar obserwacji kamery był wybierany za pomocą ołowianego kolimatora umocowanego w kulistym przepuście próżniowym. Widok obrotowej kamery rentgenowskiej, po jej zainstalowaniu z boku głównej komory eksperymentalnej układu PF-1000U, przedstawiono na Rys. 5.7. Rys. 5.7. Fotografia obrotowej kamery rentgenowskiej przymocowanej do jednego z kanałów diagnostycznych w układzie PF-1000U. Dobierając odległość między badanym obszarem plazmy i diafragmą kamery oraz odległość między diafragmą i filmem rentgenowskim, co można było realizować za pomocą odpowiednich łączników próżniowych, określany był stopień zmniejszenia (tj. skala) obrazu rentgenowskiego. Dzięki obrotowemu zamocowaniu filmu wewnątrz kamery, możliwe było rejestrowanie integralnego obrazu z kilku (lub kilkunastu) wyładowań, albo wykonanie serii zdjęć rentgenowskich z kolejnych wyładowań. Przykład takiej serii zdjęć rentgenowskich przedstawiono na Rys. 5.8. Rys. 5.8. Obrazy rentgenowskie dziesięciu wyładowań zrealizowanych w układzie PF-1000U, zarejestrowane za pomocą kamery typu „pinhole” z obracanym filmem. 43 Porównanie serii zarejestrowanych obrazów rentgenowskich ukazuje różnice w mikrostrukturze badanych wyładowań, które zależą silnie od warunków eksperymentalnych, a przy stałych parametrach zasilania – od początkowych warunków gazowych. Drugim urządzeniem diagnostycznym, które wykorzystano do pomiarów miękkiego promieniowania rentgenowskiego, był zestaw szybkich diód półprzewodnikowych, umieszczonych za odpowiednimi kolimatorami i diafragmami (pinholes) z bardzo cienkimi filtrami absorpcyjnymi. Zestaw, który wyposażono w 4 oddzielne kolimatory i diafragmy o średnicach 100 m (zasłonięte przez wymienne filtry berylowe) oraz 4 diody PIN typu Hamamatsu-S9055 (z aktywną powierzchnią o średnicy 0,2 mm), został zbudowany przez firmę ACS Sp. z o. o. w Warszawie [146]. Opisywany zestaw umieszczono w próżnioszczelnej obudowie i wyposażono w pomocniczą pompę turbomolekularną. Widok tego zestawu przedstawiono na Rys. 5.9. Rys. 5.9. Fotografia kompletnego zestawu 4 diód z wyposażeniem pomocniczym, umieszczonego wewnątrz małej komory próżniowej [146]. Dzięki zastosowaniu w kolimatorów i diafragm, (w określonych granicach), dla każdej diody. Zależnie jeden obszar plazmy. omawianym zestawie oddzielnych i regulowanych których ustawienia kątowe można było zmieniać możliwy był wybór obszaru obserwacji badanej plazmy od wyboru, wszystkie diody mogły także obserwować W zastosowanych diodach usunięto okienka wejściowe, ale odpowiedź spektralna (spectral response) układu zależała jeszcze od przepuszczalności dodatkowych filtrów berylowych, które w opisywanych eksperymentach miały grubość 7 lub 10 m. Odpowiedzi spektralne oraz czasowe zastosowanych diód, które dokładnie zbadano w laboratorium firmy ACS, zostały przedstawiono na Rys. 5.10. 44 Rys. 5.10. Odpowiedzi spektralne i czasowe zastosowanych diód Hamamatsu-S9055 przesłoniętych filtrami berylowymi. Dla porównania zaznaczono także odpowiedź spektralną otwartego wzmacniacza optycznego typu „multichannel plate” [146]. Do rejestracji obrazów bardzo miękkiego promieniowania X (tzw. XUV) wykorzystywane było oddzielne urządzenie diagnostyczne, które zawierało otwarty powielacz elektronowy w postaci płytki mikro-kanalikowej MPC (Micro-Channel Plate) bez żadnych filtrów. Dzięki temu możliwa była detekcja fotonów o energii > 10 eV [147]. Płytka tego powielacza była podzielona na 4 symetryczne segmenty, a elektroniczny system sterowania umożliwiał rejestrację 4 oddzielnych kadrów. Zasadę konstrukcji 4-kadrowej kamery przedstawiono na Rys. 5.11. Rys. 5.11. Schemat ideowy budowy 4-kadrowej kamery: A – kolumna plazmy, B – diafragma z 4-ma otworkami (pinholes), C – system rejestracji obrazów [147]. Czas ekspozycji każdego kadru wynosił ok. 2 ns, a odstęp czasowy między kolejnymi kadrami był ustalany w zakresie 0-20 ns. Przykłady zdjęć promieniowania XUV będą przedstawione w dalszej części pracy. 45 6. Wyniki badań eksperymentalnych związanych z tematem rozprawy i ich analiza W tym rozdziale przedstawione zostaną najważniejsze wyniki eksperymentalne i ich analizy, które dotyczyły tematyki rozprawy i zostały przeprowadzone w latach 20132016. Część badań, które traktowano jak pomiary wstępne, wykonano bez użycia wszystkich urządzeń diagnostycznych, ale wiele badań przeprowadzono przy wykorzystaniu wszystkich dostępnych urządzeń pomiarowych opisanych w rozdziale 5, co umożliwiło pełniejszą analizę obserwowanych zjawisk. W celu określenia rozmiarów i struktury badanych kolumn plazmowych, w ramach niniejszej rozprawy wykonano wiele integralnych zdjęć promieniowania widzialnego plazmy. Dla oceny dynamiki i składu plazmy w kolumnie „pinchu” przeprowadzono szczegółowe pomiary spektroskopowe (OES) promieniowania widzialnego w różnych warunkach eksperymentalnych, w różnych odległościach od końców elektrod i dla różnych czasów opóźnienia w stosunku do momentu maksymalnej kompresji plazmy. Część pomiarów OES związana była z badaniami oddziaływania intensywnych strumieni plazmowych na różne materiały konstrukcyjne. W celu dokładniejszego zbadania struktury kolumny plazmowej i rozkładów koncentracji plazmy w trakcie wyładowań w układzie PF-1000U, zespół badawczy z IFPiLM wykonał wiele pomiarów za pomocą wielo-kadrowego interferometru laserowego. W rozprawie opisane będą jednak tylko te pomiary interferometryczne, które wykonano w eksperymentach z udziałem autora, tj. równocześnie z pomiarami rentgenowskimi. Podczas przeprowadzania badań eksperymentalnych w układzie PF-1000U autor wykonywał głównie pomiary promieniowania rentgenowskiego. Pomiary integralne tego promieniowania zostały przeprowadzone za pomocą kamery typu „pinhole” z obracanym filmem. Dla wybranych wyładowań wykonano również pomiary za pomocą cztero-kadrowej kamery z detektorem MCP (Micro-Channel Plate) bez filtrów. Natomiast pomiary emisji promieniowania rentgenowskiego z dużą rozdzielczością czasową wykonane zostały za pomocą kamer typu „pinhole” wyposażonych w miniaturowe detektory scyntylacyjne. Pomiary te umożliwiły wgląd w strukturę wyładowania oraz obserwację zmian zachodzących wewnątrz kolumny plazmowej podczas jej trwania. Oddzielnym zadaniem eksperymentalnym była rejestracja sygnałów rentgenowskich za pomocą zestawu czterech diód typu PIN (opisanego w poprzednim rozdziale). Szczegółowa analiza wyników pomiarów 46 intensywności miękkiego promieniowania X w funkcji czasu pozwoliła oszacować temperaturę elektronową w ognisku plazmowym. Wyniki wymienionych wyżej badań przedstawione będę w kolejnych podrozdziałach. 6.1. Pomiary promieniowania widzialnego z wyładowań PF Integralne pomiary promieniowania widzialnego przeprowadzono zwykłym aparatem fotograficznym z detektorem CCD. Ze względu na dużą intensywność promieniowania, dla uniknięcia przesycenia rejestrowanych obrazów zastosowano dodatkowe filtry optyczne (szare lub kolorowe). Fotografie zintegrowane w funkcji czasu wykonano w układzie PF-1000U zarówno przy statycznych warunkach gazowych, jak i przy dodatkowym dynamicznym napuszczaniu gazu. Przykłady zarejestrowanych obrazów przedstawiono na Rys. 6.1. Rys. 6.1. Integralne fotografie promieniowania widzialnego z dwóch wyładowań w układzie PF-1000U przy takim samym napięciu początkowym Uo = 23 kV, ale przy różnych warunkach gazowych: obraz górny (#11491) przy statycznym wypełnieniu komory czystym deuterem pod ciśnieniem po = 1,2 hPa, obraz dolny ( #11493) przy dodatkowej iniekcji 1 cm3 deuteru pod ciśnieniem 0,2 MPa. 47 Z porównania zdjęć przedstawionych na Rys. 6.1 widać, że w obu przypadkach długość intensywnie świecącej kolumny plazmowej była podobna i wynosiła ok. 15 cm. Natomiast średnica kolumny plazmowej uzyskano przy statycznych warunkach gazowych była większa niż przy dodatkowym dynamicznym napuszczaniu gazu. W pobliżu końca elektrody - w pierwszym przypadku średnica ta wynosiła ona ok. 8 cm, a w drugim ok. 5 cm. Należy tutaj dodać, że w wielu przypadkach silnie świecąca kolumna plazmowa miała długość znacznie większą, rzędu 50-60 cm. Przykłady integralnych fotografii takich wyładowań przedstawiono na Rys. 5.1 w rozdziale 5. Poza tym, fotografie nie ukazywały całej długości strumienia plazmy, który jest emitowany wzdłuż osi ogniska plazmowego. W pobliżu elektrod intensywne promieniowanie widzialne było emitowane głównie przez jony zanieczyszczeń, pochodzących z powierzchni tych elektrod lub domieszek do gazu roboczego. W dalszej części strumienia plazmy promieniowanie stanowiły głównie linie serii Balmera od jonów deuteru, które przemieszczają się znacznie szybciej niż cięższe jony zanieczyszczeń i propagują na duże odległości. Potwierdziły to pomiary spektroskopowe, których wyniki opisane będą dalej, a także wyniki pomiarów jonowych opisane m.in. w pracach [40, 86]. Inne przykłady fotografii, które wykonano (podobnie jak zdjęcia pokazane na Rys. 5.1 w rozdziale 5) przy użyciu różnych filtrów kolorowych, przedstawiono na Rys. 6.2. 5 cm 5 cm Rys. 6.2. Integralne fotografie dwóch wyładowań w układzie PF-1000U, w którym otwór w elektrodzie wewnętrznej został zamknięty dyskiem z wolframu. Oba wyładowania zrealizowano przy po = 1,3 hPa D2 oraz Uo = 24 kV, ale pierwsze zdjęcie wykonano z użyciem filtru czerwonego, a drugie – z użyciem filtru zielonego. Warto zauważyć, że obraz uzyskany przy użyciu filtru zielonego pokazał mniejszą intensywność i mniejsze rozmiary kolumny plazmowej [148]. Wynikło to nie tylko z różnic między kolejnymi wyładowaniami, ale także z charakterystyki promieniowania plazmy deuterowej. Intensywna linia D (485 nm) odpowiada barwie niebieskiej, a promieniowanie w przedziale odpowiadającym barwie zielonej jest zwykle słabe i w większości pochodzi od jonów zanieczyszczeń uwalnianych 48 z elektrod, co potwierdziły pomiary spektroskopowe, które będą opisane w dalszej części pracy. Omawiając integralne fotografie promieniowania widzialnego, należy także dodać, że w określonych warunkach wyładowania w układzie PF-1000U generowały znacznie dłuższe impulsowe strumienie plazmy (plasma jets), np. o długości ponad 80 cm [134]. Przykład fotografii takiego strumienia plazmy przedstawiono na Rys. 6.3. Rys. 6.3. Zintegrowana w funkcji czasu fotografia długiego strumienia (plasma jet) wytworzonego w układzie PF-1000U w czasie wyładowania #11541, które przeprowadzono przy po = 1,2 hPa D2, Uo = 16 kV i Imax = 1,4 MA. Należy przy tym zauważyć, że wytwarzanie wąskich i długich impulsowych strumieni plazmy można wykorzystać do astrofizycznych eksperymentów w laboratorium, tj. do modelowania zjawisk występujących w kosmosie [134]. W ramach tej pracy doktorskiej wykonano również serię fotografii wyładowań przeprowadzonych przy zastosowaniu w układzie PF-1000U domieszek lub iniekcji innych gazów, np. gazów szlachetnych. Przykładowe zdjęcia, które wykonano przy domieszkowaniu deuteru małą ilością argonu, pokazano na Rys. 6.4. 5 cm 5 cm Rys. 6.4. Integralne fotografie promieniowania widzialnego z dwóch kolejnych wyładowań w układzie PF-1000U, zrealizowanych w deuterze z małą domieszką argonu. W obu wyładowaniach ciśnienie początkowe wynosiło p o = 0,7 hPa D2 + 0,05 hPa Ar, a napięcie początkowe Uo = 23 kV.. 49 Na podstawie analizy wszystkich przedstawionych wyżej fotografii wyraźnie widać, że strumienie plazmy wytwarzane przez wyładowania typu PF nie mają struktury jednorodnej. Wewnątrz nich występują struktury włókniste, a także mikro-obszary o większej intensywności promieniowania widzialnego. Takie mikro-obszary mogą odpowiadać poszczególnym zagęszczeniom plazmy – czyli tzw. plazmoidom (plasmoids). Trzeba jednak pamiętać, że plazmoidy nie są tworami statycznymi. Część z nich może propagować z dużą prędkością. Potwierdził to m.in. niedawny eksperyment zrealizowany (przy udziale autora tej pracy) w układzie PF-1000U, w którym wykonano obserwacje optyczne przez kilka kolimatorów umieszczonych w różnych odległościach od wylotu elektrod. Na ich podstawie stwierdzono, że poszczególne plazmoidy miały długość ok. 10 cm i były emitowane z prędkością 4 x 106 cm/s [134]. Należy tu podkreślić, że mikroobszary o zwiększonej emisji promieniowania widzialnego nie powinny być utożsamiane ze strukturami obserwowanymi w zakresie promieniowania rentgenowskiego, które będą opisane w dalszej części pracy. Wynika to m.in. z różnych mechanizmów emisji tych rodzajów promieniowania. W celu dokładniejszego zbadania emisji promieniowania widzialnego w układzie PF-1000U przeprowadzone zostały szczegółowe pomiary metodami spektroskopii optycznej (OES). Aparaturę wykorzystaną do tych pomiarów opisano wyżej w podrozdziale 5.2. W pierwszej kolejności pomiary wykonano dla swobodnie propagującego strumienia plazmowego. W czasie tych pomiarów kolimator optyczny orientowany był prostopadle do osi układu i umieszczany w różnych odległościach od końców elektrod (z = 9-57 cm, zależnie od eksperymentu). Schemat układu pomiarowego przedstawiono na Rys. 6.5. Rys. 6.5. Schemat ustawienia optycznego kolimatora kwarcowego do pomiarów spektroskopowych w układzie PF-1000U. 50 Do pomiarów OES w czasie badań oddziaływania strumieni plazmy z tarczami stałymi wykonanymi z różnych materiałów (m.in. wolfram W, kompozyt węglowy CFC i węglik krzemu SiC) kolimator był umieszczany zawsze od strony narażonej na działanie tych strumieni i ustawiany pod kątem ok. 75° względem osi symetrii układu [135-136]. Należy w tym miejscu zwrócić uwagę na fakt, że w czasie wszystkich pomiarów OES kolimator zbierał promieniowanie widzialne z całego stożka obserwacji, który na osi kolumny plazmowej miał w przekroju średnicę 1 cm. Rejestrowane promieniowanie pochodziło więc nie tylko ze środka kolumny plazmowej, ale również z jej otoczenia, gdzie mogło być częściowo re-absorbowane przez rzadszą plazmę, co trzeba było uwzględniać przy analizie danych eksperymentalnych. Po połączeniu spektrometru Mechelle®900 z kolimatorem przez odpowiedni kabel optyczny (światłowód), dla rejestracji widma optycznego w różnych momentach wyładowania – bramka spektrometru była otwierana z zadanym czasem ekspozycji i wybranym czasem opóźnienia. Czas opóźnienia był liczony od momentu wystąpienia osobliwości prądu wyładowania (current dip), ponieważ przyjmowano, że pikowi dI/dt odpowiadała wartość t = 0. Przykład ustawienia czasu opóźnienia otwarcia spektrometru i czasu jego ekspozycji przedstawiono na Rys. 6.6. 20130513 #9925 czas ekspozycji Amplituda sygnału, a.u. 3 2 XH1 pochodna prądu (dI/dt) 1 XH2 N 0 -1 czas od załamania = 0 0 2 4 t, s 6 8 Rys. 6.6. Ustawienie czasu opóźnienia ekspozycji spektrometru w stosunku do piku dI/dt w układzie PF-1000U. Dla porównanie pokazano przebieg dI/dt (z odwróconą polaryzacją) oraz sygnały ze scyntylacyjnej sondy neutronowej. W układzie PF-1000U w pierwszej kolejności pomiary spektroskopowe wykonano dla strumieni plazmy deuterowej, które mogły swobodnie propagować wzdłuż osi komory (tzn. bez umieszczania w komorze żadnych tarczy materiałowych). Przykładowe widma optyczne, zarejestrowane w czasie takich eksperymentów, przedstawiono na Rys. 6.7. 51 480 D CII FeI 240 CuII, III 1.9 350 400 450 500 550 600 650 700 ła Cz 7.6 as od 4.3 za D m D an ia , s 0 0.3 Amplituda sygnału, a.u. 20130612 #9960, 61, 63, 64 1200 PF-1000U swobodny stumień D Uo = 23 kV, po (D2) = 1,6 hPa 960 bez iniekcji CuI, II 720 texp = 0,1 s, z = 9 cm , nm Rys. 6.7. Widma promieniowania widzialnego zarejestrowane w układzie PF-1000U, w płaszczyźnie z = 9 cm, dla kilku wyładowań w deuterze, przeprowadzonych przy po = 1,6 hPA D2, Uo = 23 kV. Widma te uzyskano przy różnych czasach opóźnienia w stosunku do momentu maksymalnej kompresji plazmy (tj. piku dI/dt). Ze względu na parametry techniczne spektrometru Mechelle ®900 w czasie każdego wyładowania (przy wybranym czasie opóźnienia) można było zarejestrować tylko jedno widmo optyczne, ale badane wyładowania były realizowane przy zachowaniu identycznych warunków eksperymentalnych i charakteryzowały się zbliżoną wydajnością neutronową (Yn = 6-8 x 1010). Różnice występujące między kolejnymi wyładowaniami musiały być oczywiście uwzględnione przy analizie wyników pomiarów, a zwłaszcza przy ocenie błędów eksperymentalnych. Na podstawie widm przedstawionych na Rys. 6.7 stwierdzono, że w określonych warunkach w układzie PF-1000U początkowo była wytwarzana stosunkowo czysta plazma deuterowa (wyraźnie widoczna jest seria Balmerowska deuteru: D, D, i D), a zanieczyszczenia (głównie jony miedzi i żelaza pochodzące z elektrod) pojawiały się w odległości 9 cm od końca elektrod ok. 2-5 s po maksymalnej kompresji kolumny plazmowej. Ilość tych zanieczyszczeń wyraźnie malała dopiero po ok. 7 s. Na podstawie analizy zarejestrowanych widm optycznych określone zostały m.in. zmiany amplitudy i kształtu różnych linii widmowych. Zmiany natężenia i profilu linii D przedstawiono na Rys. 6.8. 52 20130612 #9960, 61, 63, 64 PF-1000U swobody strumień Uo = 23 kV, po (D2) = 1,6 hPa 700 bez iniekcji D 600 texp = 0,1 s, z = 9 cm Amplituda sygnału, a.u. 800 500 400 300 200 4,3 s 100 0,3 s 1,9 s 7,6 s 0 640 645 650 655 , nm 660 665 670 Rys. 6.8. Profile linii Dα zarejestrowane w układzie PF-1000U w różnych chwilach po maksymalnej kompresji kolumny plazmowej. Istotne było spostrzeżenie, że w rozpatrywanym przedziale czasu (0,3-7,6 s) malało zarówno natężenie emisji rozpatrywanej linii spektralnej, jak i jej szerokość połówkowa. Wartości szerokości połówkowej były później wykorzystane do oceny gęstości elektronowej w badanej plazmie (patrz dalsza część pracy). Należy dodać, że pomiary promieniowania swobodnych strumieni plazmy w układzie PF-1000U wykonano dla różnych warunków eksperymentalnych [137]. Widma optyczne z wyładowań, które realizowano przy obniżonym napięciu (energii) i które wytwarzały plazmę bez dużej ilości zanieczyszczeń, przedstawiono na Rys. 6.9. 200 20150115 #10816-10818 20150121 #10847-10848 texp = 0,1 s, z = 6 cm D 150 D 100 50 Amplituda sygnału, a.u. PF-1000U swobodny strumień Uo = 16 kV, po (D2) = 1,2 hPa 0 0,6 400 450 500 550 , nm 600 650 700 750 , Cz 4,0 as od 2,0 za ła m D an ia 0 s -0,8 Rys. 6.9. Widma promieniowania widzialnego swobodnych strumieni plazmowych w układzie PF-1000U, które uzyskano przy po = 1,2 hPa D2 oraz Uo = 16 kV. 53 Widma optyczne przedstawione wyżej pokazały, że przy zmniejszonym napięciu ładowania baterii kondensatorów, wyładowania w układzie PF-1000U mogą generować bardziej czyste strumienie gorącej plazmy deuterowej. Spostrzeżenie to było bardzo ważne dla późniejszego wykorzystania strumieni plazmy deuterowej do badań nad zachowaniem różnych materiałów konstrukcyjnych. Z punktu widzenia eksploatacji układu PF-1000U istotne było także stwierdzenie, że zwiększanie wartości przykładanego napięcia skutkuje zwiększeniem i przyspieszeniem procesu uwalniania zanieczyszczeń z elektrod. Należy w tym miejscu dodać, że pomiary promieniowania swobodnych strumieni plazmowych nie ograniczono tylko do układu PF-1000U. Takie pomiary wykonano również w układzie PF-360 przed modernizacją jego układu zasilania. Widma optyczne, które zarejestrowano w układzie PF-360, przedstawiono na Rys. 6.10. D 350 400 450 500 , nm 550 600 650 700 20101125 #02-17 1000 PF-360 swobodny strumień 900 Uo = 28 kV, po (D2) = 6 hPa 800 texp = 0,1 s, z = 30 cm 700 600 D 500 400 300 200 100 0 -2 0 1 1,5 2 s 2,5 3 , a 4 i 6 n 108 ma a 12 ł a 14 dz o 1816 20 zas Amplituda sygnału, a.u. D C Rys. 6.10. Widma swobodnych strumieni plazmowych w różnych chwilach od maksymalnej kompresji plazmy w układzie PF-360, który działał przy po = 6 hPa D2 oraz Uo = 28 kV. Należy tu zauważyć, że pomiary przedstawione na Rys. 6.10 zostały wykonane w znacznie większej odległości od końców elektrod (z = 30 cm). Poza tym wyładowania te były realizowane przy większym ciśnieniu początkowym gazu roboczego. Powodowało to silną re-absorpcję promieniowania, widoczną dla linii D nawet 10 μs po maksymalnej kompresji plazmy. Natomiast w większej odległości (z = 30 cm) nie obserwowano znacznych ilości zanieczyszczeń nawet do 20 μs od momentu maksymalnej kompresji kolumny plazmy. 54 Analogiczne pomiary spektroskopowe zostały przeprowadzone w opisanym układzie także po modernizacji jego systemu zasilania. Przykładowe wyniki pomiarów wykonanych w układzie PF-360U przedstawiono na Rys. 6.11. D PF-360U swobodny strumień 400 Uo = 30 kV, po (D2) = 6,5 hPa texp = 0,1 s, z = 9 cm 300 D 200 100 Amplituda sygnału, a.u. 20140624 #10-12, 16-17, 19-20 6 350 400 450 500 550 , nm 600 650 10 700 , an ia as 4 CuII Cz D od 3 za ła m 2 s 0 1 Rys. 6.11. Widma swobodnych strumieni plazmowych w różnych chwilach od maksymalnej kompresji plazmy w układzie PF-360U, który działał przy po = 6,5 hPa D2 oraz Uo = 30 kV. W obu przypadkach (przedstawionych na Rys. 6.10 i 6.11) warunki eksperymentalne niewiele się różniły, ale w układzie PF-360U pomiary wykonano w mniejszej odległości od końca anody (z = 9 cm) i dlatego linie zanieczyszczeń pojawiały się szybciej (ok. 10 s po maksymalnej kompresji plazmy). W omawianym przypadku również zaobserwowano wyraźną re-absorpcję linii Dα, zwłaszcza w początkowej fazie wyładowania. W kolejnej serii eksperymentów w układzie PF-1000U rejestrowano widma optyczne dla wyładowań, które realizowane były w bardzo różnych warunkach gazowych. W szczególności badane były wyładowania przy napięciu Uo = 23 kV i różnych początkowych ciśnieniach deuteru w komorze (zmienianych w granicach 1,82,4 hPa) oraz przy dodatkowej iniekcji gazu roboczego. W omawianej serii badań, impulsowy zawór gazowy, który wpuszczał ok. 1 cm 3 deuteru pod ciśnieniem 0,2 MPa, był otwierany 1,5 ms lub 2 ms przed rozpoczęciem wyładowania. Zestawienia zarejestrowanych widm optycznych przedstawiono na Rys. 6.12 i 6.13. 55 CuI, II D 600 PF-1000U swobodny strumień Uo = 23 kV, po (D2) = 1,6 hPa 480 iniekcja = 0,2 MPa, 1,5 ms przed Uo 360 texp = 0,1 s, z = 9 cm D CII 240 120 FeI CuII, III 0 Amplituda sygnału, a.u. 20130517 #9948-51 -0,1 1,9 350 400 450 500 550 600 650 700 s Cz a 8,2 od za 3,5 ła m an D ia , s D 20130515 #9933-36 PF-1000U sowbodny strumień Uo = 23 kV, po (D2) = 1,6 hPa CuI, II D 640 iniekcja = 0,2 MPa, 2 ms przed Uo texp = 0,1 s, z = 9 cm CII 800 480 320 D 160 FeI D CuII, III Amplituda sygnału, a.u. , nm 0 350 400 450 500 550 600 650 700 an za Cz 8,2 as od 3,9 ła m 2,2 ia , s 0,2 D , nm Rys. 6.12. Porównanie widm promieniowania swobodnych strumieni plazmy deuterowej wytwarzanych w układzie PF-1000U przy ciśnieniu początkowym 1,8 hPa (D2) i dodatkowej iniekcji deuteru: (wykres górny) 1,5 ms oraz (wykres dolny) 2 ms przed przyłożeniem napięcia między elektrody. 56 D PF-1000U swobodny strumień Uo = 23 kV, po (D2) = 2,4 hPa 720 iniekcja = 0,2 MPa, 1,5 ms przed Uo CuI, II 540 texp = 0,1 s, z = 9 cm CII 360 D FeI 900 180 CuII, III , ła m 1,9 ia D an D s 0 -0,3 Amplituda sygnału, a.u. 20130513 #9922-25 350 400 450 500 550 600 650 700 Cz 7,8 as od za 3,8 750 Amplituda sygnału, a.u. , nm 20130514 #9927-30 3500 PF-1000U swobodny strumień Uo = 23 kV, po (D2) = 2,4 hPa 2800 iniekcja = 0,2 MPa, 2 ms przed Uo CuI, II D CuII, III 2100 texp = 0,1 s, z = 9 cm 1400 CII 700 D , an ia FeI s 0 0 2,1 D 350 400 450 500 550 600 650 700 750 Cz 8,0 as od 3,9 za ła m D , nm Rys. 6.13. Porównanie widm promieniowania swobodnych strumieni plazmy wytwarzanych w układzie PF-1000U przy ciśnieniu początkowym 2,4 hPa (D2) i dodatkowej iniekcji deuteru: (wykres górny) 1,5 ms oraz (wykres dolny) 2 ms przed przyłożeniem napięcia między elektrody. Z porównania przedstawionych wyżej widm widać, że przy niższym początkowym ciśnienia deuteru (1,6 hPa) i przy dodatkowej iniekcji gazu ok. 1,5 ms przed wyładowaniem - zanieczyszczenia pojawiały się ok. 7-8 μs po maksymalnej kompresji, a przy iniekcji gazu 2 ms przed wyładowaniem znacząca ilość 57 zanieczyszczeń pojawiała się wcześniej, tj. po ok. 4 μs. W przypadku wyższego początkowego ciśnienia deuteru (2,4 hPa) zanieczyszczenia pojawiały się po ok. 4 μs, niezależnie od ustawienia czasu wyprzedzenia iniekcji gazu. Do analizy ilościowej zarejestrowanych widm optycznych starano się wykorzystać linie spektralne z serii Balmera, które nie były silnie zdeformowane przez re-absorpcję promieniowania. Nie korzystano z linii Dβ ze względu na to, że linie te były silnie zniekształcone przez re-absorpcję i wpływ bliskich linii spektralnych miedzi. Wykorzystano natomiast linie D, ponieważ w wielu przypadkach efekty ich re-absorpcji były niewielkie lub możliwe do oszacowania. W celu określenia szerokości połówkowej tych linii wykorzystano program OriginLab [149]. Umożliwiał on automatyczne dopasowanie do danych eksperymentalnych funkcji (profilu) Voigta, jak pokazano na Rys. 6.14. 800 Amplituda sygnału, a.u. 700 20130612 #9963 PF-1000U swobodny strumień Uo = 23 kV, po (D2) = 1,6 hPa bez iniekcji, tdip = 1,9 s 600 texp = 0,1 s, z = 9 cm D 500 400 300 200 100 0 640 650 , nm 660 670 Rys. 6.14. Przykład dopasowania profilu Voigta do punktów eksperymentalnych opisujących profil linii D , którą zarejestrowano w układzie PF-1000U dla wyładowania wykonanego przy po = 1,6 hPa, bez dodatkowej iniekcji gazu. Kolejnym krokiem było określenie szerokości połówkowej badanych linii. Znalezione w ten sposób wartości ∆𝜆1𝑆⁄ były następnie wykorzystywane do oceny elektronowej 2 gęstości plazmy ne na podstawie znanej zależności: ∆𝜆1𝑆⁄ = 2,5 ∙ 10−9 𝛼1⁄ ∙ (𝑛𝑒 ) 2 2 2⁄ 3 (6.1.) gdzie 𝛼1⁄ jest współczynnikiem stabelaryzowanym (i słabo zależnym od gęstości) 2 dla różnych linii wodorowych i wodoro-podobnych [32]. Na podstawie opisanej wyżej analizy ilościowej można było sporządzić wykres zmian elektronowej gęstości plazmy w funkcji czasu, który przedstawiono na Rys. 6.15. 58 20130612 #9960, 61, 63, 64; 20130517 #9948-51 PF-1000U swobodny strumień Uo = 23 kV, po (D2) = 1,6 hPa Ne*1018 cm-3 5 texp = 0,1 s, z = 9 cm 4 iniekcja: 0,2 MPa; 1,5 ms przed Uo 3 2 1 bez iniekcji 0 0 2 4 6 Czas od załamaniu, s 8 Rys. 6.15. Zmiany kocentracji elektronowej w funkcji czasu (po maksymalnej kompresji) w strumieniach plazmy, które wytwarzano w układzie PF-1000U przy statycznym ciśnieniu początkowym oraz przy dodatkowej iniekcji deuteru. Podobne oszacowania wykonane zostały dla wyładowań, w których zmieniano początkowe ciśnienie deuteru i czas inicjowania impulsowego zaworu gazowego. Wyniki zostały przedstawione na Rys. 6.16. 20130517 #9948-51; 20130515 #9933-36 20130513 #9922-25; 20130514 #9927-30 7 PF-1000U swobodny strumień Uo = 23 kV, iniekcja (D2) = 0,2 MPa 6 texp = 0,1 s z = 9 cm Ne*1018 cm-3 5 po (D2) = 2,4 hPa; iniekcja: 2 ms przed Uo 4 3 2,4 hPa; 1,5 ms 2 1,6 hPa; 2 ms 1 1,6 hPa; 1,5 ms 0 0 2 4 6 8 Czas od załamania, s Rys. 6.16. Zmiany koncentracji elektronowej w funkcji czasu (po maksymalnej kompresji) w strumieniu plazmy, w układzie PF-1000U przy początkowym ciśnieniu deuteru (1,6 lub 2,4 hPa) i dodatkowej iniekcji deuteru z wyprzedzeniem (1,5 lub 2 ms). Na obu pokazanych wyżej wykresach nie zaznaczono granic błędów, ale we wszystkich punktach dokładność ocen wynosiła ok. ±30%. Na podstawie tych 59 wykresów można było jednak stwierdzić, że dodatkowa iniekcja deuteru znacząco zwiększała elektronową gęstość plazmy, zwłaszcza w okresie 2 s po maksymalnej kompresji kolumny plazmowej. W czasie sesji eksperymentalnej wykonanej w układzie PF-1000U w roku 2015 przeprowadzono pomiary OES i oszacowania zmian elektronowej gęstości plazmy również przy niższym ciśnieniu początkowym (po = 1,2 hPa D2) i niższych napięciach ładowania baterii (Uo = 16-21 kV) bez dodatkowej iniekcji gazu roboczego [137]. Wyniki tych badań przedstawiono na Rys. 6.17. 10 9 #10113-10123 PF-1000U swobodny strumień po (D2) = 1,5 hPa texp = 0,1s, z = 6 cm 16 Ne*10 , cm -3 8 7 6 21 kV 5 4 16 kV 3 2 19 kV 1 0 -1 0 1 2 3 4 5 Czas od załamania, s 6 7 8 Rys. 6.17. Zmiany elektronowej koncentracji plazmy w funkcji czasu dla różnych wyładowań w układzie PF-1000U, które przeprowadzono przy takim samym ciśnieniu po = 1,2 hPa D2, ale przy różnym napięciu początkowym (16. 19 i 21 kV). Przedstawione wyżej wyniki uzyskano na podstawie analizy linii D. Łatwo zauważyć, że przez zwiększenie napięcia zasilania z 16 kV do 21 kV można uzyskać wyraźny wzrost elektronowej koncentracji plazmy w okresie od 1 do 4 s [137]. Pomiary OES przeprowadzono również dla wyładowań, które zrealizowano przy zastosowaniu, jako gazu roboczego czystego neonu, m.in. wykorzystując go do kompresji wstrzeliwanej strugi deuteru [121]. 6.2. Pomiary interferometryczne Jak wspomniano we wstępie, dla dokładniejszego określenia wartości i rozkładów elektronowej koncentracji plazmy w układzie PF-1000U stosowany był wielo-kadrowy 60 interferometr laserowy, którego działanie opisano wyżej w podrozdziale 5.2. Zespół badawczy z IFPiLM wykonał bardzo dużo pomiarów interferometrycznych w różnych warunkach eksperymentalnych [70-72, 75, 79, 121, 125]. W tym podrozdziale przedstawione będzie tylko kilka przykładów obrazów interferometrycznych, które zostały uzyskane w czasie eksperymentów przeprowadzonych z udziałem autora. W pierwszej kolejności w układzie PF-1000U badana była seria wyładowań w czystym deuterze przy stałym napięciu ładowania baterii Uo = 18 kV i początkowym ciśnieniu po = 2,0 hPa D2, bez dodatkowej iniekcji gazu roboczego. Chociaż warunki gazowe i parametry układu zasilania były identyczne, przebieg kolejnych wyładowań wyraźnie się różnił i różne były ilości neutronów emitowanych z reakcji D-D. Dlatego celowe było porównywanie obrazów interferometrycznych tych wyładowań [141]. Przykład kilku interferogramów, które zarejestrowano w chwili t = 0, stosując czas ekspozycji kadru ok. 2 ns, przedstawiono na Rys. 6.18. Rys. 6.18. Obrazy interferometryczne zarejestrowane w układzie PF-1000U podczas maksymalnej kompresji kolumny plazmowej w wyładowaniach, które (mimo takiego samego początkowego ciśnienia deuteru) różniły się amplitudą prądu wyładowania i wydajnością neutronową: #10067 – Imax = 1,85 MA, Yn = 3,0 x 1010; #10069 – Imax = 1,82 MA, Yn = 7,6 x 1010; #10071 – Imax = 1,90 MA, Yn = 1,8 x 1011. Cienkie białe linie oznaczają końce anody oraz jej oś symetrii. Na podstawie pokazanych wyżej obrazów widać, że kolumna plazmowa miała przybliżone rozmiary, chociaż jej minimalna średnica nieznacznie się różniła. Natomiast rozwój niestabilności typu MHD (widocznych w formie radialnych wybrzuszeń) następował w różnym tempie i różnych miejscach. W rozpatrywanych przypadkach nie zarejestrowano żadnych mikro-struktur (typu „filaments” lub „hot-spots”), ale istotne było spostrzeżenie, że dla kolumny „pinchu” o większej średnicy przy końcu elektrody - zaobserwowano większą ilość emitowanych neutronów. Analogiczne pomiary za pomocą interferometru laserowego zostały także wykonane podczas wyładowań, które były realizowane przy zastosowaniu początkowego wypełnienia komory czystym deuterem lub neonem i dodatkowo iniekcji określonej ilości deuteru [52]. Przykłady obrazów interferometrycznych z takich wyładowań przedstawiono na Rys. 6.19. 61 Rys. 6.19. Obrazy interferometryczne zarejestrowane w momencie t = 0 dla wyładowań w różnych warunkach gazowych: #10074 – po = 2,0 hPa D2 + iniekcja 1 cm3 D2 pod ciśnieniem 0,2 MPa, Imax = 1,85 MA, Yn = 7,3 x 1010; #10124 – po = 0,7 hPa Ne + iniekcja 1 cm3 D2 pod ciśnieniem 0,15 MPa, Imax = 1,82 MA, Yn = 6,8 x 1010. W obu przypadkach iniekcja była inicjowana 2,0 ms przed początkiem wyładowania. Łatwo zauważyć, że w wyładowaniu #10274 zrealizowanym z iniekcją strumienia deuteru zarejestrowany obraz interferencyjne pokazał kolumnę plazmową o wyraźnie większej średnicy. Interesującym przypadkiem było wyładowanie #10124, które przeprowadzono przy wypełnieniu komory neonem i zastosowaniu iniekcji deuteru. W omawianym przypadku, chociaż obraz interferencyjny nie pokazał wyraźnie uformowanej kolumny plazmowej, emisja neutronów świadczyła o skutecznej kompresji strumienia deuteru przez implodującą warstwę plazmy neonowej. W układzie PF-1000U, oprócz stosowania czystego deuteru lub neonu, jako gazu wypełniającego komorę wykorzystano również mieszaninę tych gazów, przy czym domieszka neonu wynosiła tylko 1%. Przykładowe obrazy interferometryczne z takich wyładowań przedstawiono na Rys. 6.20. Rys. 6.20. Obrazy interferometryczne zarejestrowane podczas maksimum fazy kompresji (t = 0, t = 2 ns) dla wyładowań PF-1000U wykonanych przy identycznym ciśnieniu mieszanki deuteru i 1% neonu po = 2,0 hPa i napięciu Uo = 18 kV: Wyładowanie #11276 – Yn = 1,0 x 1010; #11277 – Yn = 2,5 x 109. 62 Należy dodać, że wyładowanie #11276 zostało wykonane tuż po odpompowaniu układu PF-1000U i jego napełnieniu mieszaniną gazów, natomiast wyładowanie #11277 było drugim wyładowaniem po tej operacji. Po zastosowanie mieszaniny deuteru z niewielką domieszką neonu uzyskiwano stosunkowo stabilne kolumny plazmowe, emitujące mniejszą ilość neutronów, ale za bardziej intensywne promieniowanie rentgenowskie. Będzie to rozpatrywane przy omawianiu wyników z pomiarów rentgenowskich wykonanych za pomocą kamery typu „pinhole” oraz diód typu PIN. Z porównania obu obrazów interferometrycznych pokazanych na Rys. 6.20 wynika, że jeśli nie wymienia się gazu roboczego, to w kolejnych wyładowaniach uzyskuje się gorsze rezultaty. Uwaga ta dotyczy zarówno stabilności kolumny plazmowej, jak i ilości emitowanych neutronów. W następnych eksperymentach w układzie PF-1000U, które zrealizowano z zastosowaniem wypełnienia czystym deuterem i iniekcji mieszaniny deuteru (80%) i helu (20%) lub czystego helu, uzyskano również wyraźne kolumny „pinchu”, co ukazują obrazy interferometryczne przedstawione na Rys. 6.21. Rys. 6.21. Obrazy interferometryczne zarejestrowane w momencie t = 0 dla wyładowań w różnych warunkach gazowych: #11547 – po = 1,2 hPa D2 + iniekcja 1 cm3 mieszaniny 80% D2 i 20% He pod ciśnieniem 0,12 MPa; #11549 – po = 1,2 hPa D2 + iniekcja 1 cm3 He pod ciśnieniem 0,12 MPa, Imax = 1,82 MA. Należy zauważyć, że w obu wyładowaniach, zarówno podczas użycia iniekcji mieszaniny (80% D2 i 20% He), jak i czystego helu, otrzymano w momencie t = 0 symetryczne kolumny plazmy bez widocznych niestabilności MHD. W przypadku, kiedy zarejestrowane prążki interferencyjne były dostatecznie ostre, zakładając symetrię cylindryczną kolumny plazmowej (po określeniu przesunięć tych prążków dla różnych płaszczyzn oraz dokonaniu inwersji Abela) można było obliczyć wartości elektronowej koncentracji plazmy. Jako przykład może służyć rozkład przestrzenny, który przedstawiono na Rys. 6.22. 63 Rys. 6.22. Przestrzenny rozkład elektronowej koncentracji plazmy w chwili maksymalnej kompresji kolumny „pinchu”, który określono na podstawie interferogramu zarejestrowanego dla wyładowania #10069. Należy zauważyć, że określone z interferometrii wartości koncentracji plazmy, po ich uśrednieniu wzdłuż osi obserwacji optycznej, były zgodne z wartościami obliczonymi na podstawie pomiarów metodą OES, które autor przedstawił na Rys. 6.15 (dla wyładowań bez dodatkowej iniekcji gazu). Szczegółowe analizy różnych interferogramów oraz dokładne obliczenia rozkładów elektronowej koncentracji plazmy zostały wykonane przez zespół z IFPiLM i opisane w cytowanej wyżej serii publikacji nt. badań interferometrycznych. Dlatego w rozprawie autor ograniczył się tylko do pokazania kilku obrazów interferencyjnych, które zarejestrowano równocześnie z pomiarami impulsów promieniowania X stanowiącymi główny temat rozprawy. Należy w tym miejscu dodać, że wyniki pomiarów interferometrycznych, mimo wyraźnych różnic w wewnętrznej strukturze kolumny plazmowej, były w miarę powtarzalne w skali makroskopowej. Jako przykład można podać wyniki obserwacji przeprowadzonych w czasie późniejszej serii eksperymentów w układzie PF-1000U. Interferogramy zarejestrowane dla dwóch wyładowań, które były zrealizowane w takich samych warunkach (po = 2,0 hPa D2, Uo = 18 kV), ale różniły się znacznie wydajnością neutronową, pokazano na Rys. 6.23. Rys. 6.23. Porównanie obrazów interferometrycznych zarejestrowanych w układzie PF-1000U podczas wyładowań różniących się znacznie wydajnością neutronową: #11268 – Yn = 3,8 x 109, #11269 – Yn = 1,4 x 1010. 64 Przedstawione na Rys. 6. 23 obrazy interferometryczne będą później wykorzystane do porównań z integralnymi i rozwiniętymi w czasie pomiarami emisji promieniowania rentgenowskiego. 6.3. Pomiary w czasie promieniowania rentgenowskiego - integralne Biorąc pod uwagę, że badania emisji promieniowania X były jednym z głównych celów pracy doktorskiej, autor wykonał wiele integralnych pomiarów za pomocą kamery typu „pinhole” z filtrem berylowym o grubości 10 m i obracanym filmem rentgenowskim, którą opisano w podrozdziale 5.5. Dla ułatwienia analizy obrazy zarejestrowane na obracanym filmie, których przykład przedstawiono wcześniej na Rys. 5.8, zostały następnie rozdzielone i uporządkowane wg kolejności wyładowań lub warunków ich realizacji. Przykłady takich integralnych obrazów rentgenowskich pokazano na Rys. 6.24. Rys. 6.24. Integralne zdjęcia rentgenowskie wyładowań PF-1000U zrealizowanych przy tym samym napięciu początkowym Uo = 23 kV, ale przy różnych warunkach gazowych: #10069 – przy ciśnieniu po = 2,0 hPa D2 bez dodatkowej iniekcji gazu, Imax = 1,82 MA, Yn = 7,6 x 1010; #10072 – przy takich samych warunkach gazowych jak #10069, ale przy niższych wartościach Imax = 1,79 MA oraz Yn = 6,0 x 109; #10111 – przy ciśnieniu po = 1,6 hPa Ne i dodatkowej iniekcji 1 cm3 deuteru pod ciśnieniem 0,2 MPa (ok. 2 ms przed początkiem wyładowania), Imax = 1,98 MA, Yn = 3,6 x 1010. Zdjęcia przedstawione na Rys. 6.24 pokazują, że w badanych warunkach eksperymentalnych wyładowania w układzie PF-1000U wytwarzały kolumny plazmowe o różnych rozmiarach i strukturach. Kolumna gęstej plazmy, emitującej stosunkowo intensywne promieniowanie X, rozciągała się od końca elektrody wewnętrznej na odległość rzędu 30-120 mm. W rozpatrywanych przypadkach można było wyróżnić pewne włókna plazmowe (filaments), ale nie zarejestrowano wyraźnych „hot-spots”. 65 Inne integralne obrazy rentgenowskie, które zarejestrowano dla wyładowań w układzie PF-1000U równocześnie z interferogramami pokazanymi na Rys. 6.23, przedstawione zostały na Rys. 6.25. Rys. 6.25. Porównanie integralnych obrazów miękkiego promieniowania X z dwóch wyładowań, które były zrealizowane w takich samych warunkach gazowych, ale różniły się wydajnością neutronową: #11268 – Yn = 3,8 x 109, #11269 – Yn = 1,4 x 1010. Kolorowe okręgi oznaczają obszary obserwacji dwóch par diód typu PIN, które stosowano do pomiarów w funkcji czasu. W celach porównawczych zarejestrowano także obrazy rentgenowskie wyładowań, które realizowane były w różnych warunkach gazowych, tj. przy statycznym ciśnieniu początkowym deuteru wewnątrz komory oraz przy dodatkowej iniekcji gazu roboczego. Przykłady obrazów rentgenowskich takich wyładowań przedstawiono na Rys. 6.26. Rys. 6.26. Porównanie integralnych obrazów miękkiego promieniowania X z dwóch wyładowań, które zrealizowano przy Uo = 16 kV, ale w różnych warunkach gazowych: #11491 – przy statycznym wypełnieniu komory po = 1,2 hPa D2, Yn = 2,7 x 1010; #11493 – przy dodatkowej iniekcji gazu roboczego, Yn = 7,8 x 109. Kolorowe okręgi oznaczają obszary obserwacji dwóch par diód typu PIN. Inny przykład, jak dodatkowa iniekcja gazu roboczego (tj. deuteru), wpływa na wyładowanie w układzie PF-1000U, przedstawiają zdjęcia pokazane na Rys. 6.27. 66 Rys. 6.27. Porównanie integralnych zdjęć promieniowania widzialnego oraz miękkiego promieniowania X z wyładowania # 11494, które zrealizowano przy ciśnieniu początkowym po = 1,2 hPa D2 z zastosowaniem dodatkowej iniekcji deuteru, Uo = 16 kV oraz Yn = 3,2 x 1010. Fotografie przedstawione na Rys. 6.27 pokazały, że przy zastosowaniu dodatkowej iniekcji gazu można było zaobserwować większe odchylenia od powtarzalności wyładowań oraz zmiany emisji neutronów i mikrostruktury kolumny plazmowej (widocznej zwłaszcza na zdjęciu w pasmie miękkiego promieniowania X). Z wcześniejszych badań układów PF [64, 105, 109, 121] wiadome było, że zastosowanie malej domieszki cięższego gazu ułatwia formowanie wewnątrz kolumny plazmowej mikro-obszarów o wyraźnie zwiększonej emisji promieniowania X, czyli tzw. „hot-spots”. Dlatego kolejna seria eksperymentów w układzie PF-1000U została przeprowadzona po wypełnieniu komory deuterem z niewielką domieszką neonu. Efekt domieszkowania neonem ukazują fotografie przedstawione na Rys. 6.28. Rys. 6.28. Porównanie integralnych zdjęć promieniowania widzialnego oraz miękkiego promieniowania X z wyładowania # 11501, które zrealizowano przy ciśnieniu początkowym po = 1,2 hPa (D2 + 1% Ne) z zastosowaniem dodatkowej iniekcji deuteru, przy napięciu początkowym Uo = 16 kV. Na przedstawionych wyżej fotografiach widać, że po zastosowaniu domieszki neonu natężenie promieniowania widzialnego uległo zwiększeniu, a obraz rentgenowski uwidocznił wyraźne mikro-obszary o zwiększonej emisji promieniowania X, czyli „hot67 spots”. Należy tutaj dodać, że termin „hot-spots” był stosowany w wielu poprzednich eksperymentach typu PF [64, 105, 109, 121], ale nie przedstawiono w nich dowodów eksperymentalnych, że w takich obszarach temperatura jest znacznie wyższa niż w ich otoczeniu. Będzie to przedmiotem badań opisanych w dalszej części tej pracy. Należy także zauważyć, że w polach obserwacji diód (zaznaczonych kolorowymi okręgami) widać było kilka wyróżniających się „hot-spots”. Umożliwiło to interpretację silnych impulsów promieniowania X, które będą rozpatrywane w następnych podrozdziałach. W podobnych warunkach przeprowadzono kolejne pomiary z tą różnicą, że do iniekcji wykorzystano mieszaninę deuteru z 25%-domieszką neonu. Zrejestrowany obraz integralny promieniowania rentgenowskiego przedstawiono na Rys. 6.29. Rys. 6.29. Integralne zdjęcia rentgenowskie wyładowania zrealizowanego przy po = 1,2 hPa D2 + 1% Ne, z dodatkiem iniekcji mieszaniny gazów 75% D2 z 25% Ne przy ciśnieniu 0,12 MPa, Uo = 16 kV, Yn = 3,1 x 1010. Jak widać z przedstawionego zdjęcia, zastosowanie przy iniekcji gazu większej domieszki Ne spowodowało zwiększenie emisji promieniowania rentgenowskiego z całej kolumny plazmowej. Dla uzupełnienia danych eksperymentalnych należy jeszcze dodać, że wpływ domieszki neonu był także badany we wcześniejszych eksperymentach w układzie PF-1000U. Przykład integralnej fotografii miękkiego promieniowania X z tych eksperymentów przedstawiono na Rys. 6.30. Rys. 6.30. Integralne zdjęcia rentgenowskie wyładowania zrealizowanego przy po = 1,2 hPa D2 + 1% Ne, bez dodatkowej iniekcji deuteru, Uo = 16 kV, Yn = 9,0 x 109. 68 Oprócz badań wyładowań z domieszką neonu, przeprowadzono także serię eksperymentów z wykorzystaniem helu. W pierwszej kolejności zbadano wpływ dodania do deuteru ok. 10% domieszki helu. Integralną fotografię rentgenowską takiego wyładowania pokazano na Rys. 6.31. Rys. 6.31. Integralne zdjęcia rentgenowskie wyładowania zrealizowanego przy p o = 1,2 hPa D2 + 10% He, bez dodatkowej iniekcji deuteru, Uo = 16 kV, Yn = 6,9 x 109. Jak widać z Rys. 6.31, promieniowanie rentgenowskie z wyładowań w deuterze z 10%-domieszką helu było wyraźnie mniej intensywne. Przedstawionym zdjęcie trzeba było poddać zwiększeniu kontrastu za pomocą komputerowego programu graficznego, aby uwidocznić jakąkolwiek strukturę wyładowania. W kolejnych eksperymentach w układzie PF-1000U badano wpływ dodatkowej iniekcji helu. Przykładowe integralne fotografie rentgenowskie takich wyładowań przedstawiono na Rys. 6.32. Rys. 6.32. Integralne zdjęcia rentgenowskie wyładowania zrealizowanego przy po = 1,2 hPa D2 i Uo = 16 kV: #11547 – przy dodatkowej iniekcji pod ciśnieniem 0,12 MPa mieszaniny 80% D2 i 20% He; #11549 – przy iniekcji czystego helu. Jak widać z przedstawionych fotografii, wykorzystanie dodatkowej iniekcji mieszaniny deuteru z helem lub czystego helu - nie miało istotnego wpływu na intensywność rejestrowanego integralnego promieniowania X. W obu przypadkach zaobserwowano jednak na końcu kolumny plazmowej wytworzenie się pewnego plazmoidu, który charakteryzował się nieznacznie większą intensywnością emisji promieniowania rentgenowskiego. 69 Jako uzupełnienie przedstawionych wyżej danych eksperymentalnych z układu PF-1000U należy dodać, że obserwacje wpływu domieszek z ciężkich gazów na emisje promieniowania rentgenowskiego z kolumny „pinchu” i formowanie „hot-spots” zostały przeprowadzone niedawno także w układzie PF-360U. Pomiary te wykonano kamerą „pinhole” z wymienną diafragmą o średnicy 200 lub 500 m, przesłoniętą filtrem berylowym o grubości 10 m [129]. Przykłady integralnych fotografii rentgenowskich, które zarejestrowano układzie PF-360U, stosując domieszki z różnych gazów szlachetnych, przedstawiono na Rys. 6.33. Rys. 6.33. Integralne zdjęcia rentgenowskie wyładowań w układzie PF-360U, które zrealizowano po wypełnieniu komory eksperymentalnej pod różnym ciśnieniem: (obraz z lewej) – po = 6,5 hPa deuteru; (obraz środkowy) – po = 6,4 hPa deuteru + 1,6% kryptonu; (obraz po prawej) – po = 6,4 hPa deuteru + 0,8% ksenonu [129]. Wykonanie tych zdjęć rentgenowskich w układzie PF-360U było połączone ze szczegółowymi pomiarami impulsowych wiązek wysokoenergetycznych elektronów, emitowanych w kierunku „up-stream” (tj. w kierunku przeciwnym do ruchu strumienia plazmy) przez osiowy otwór w elektrodzie wewnętrznej. Wyniki tych badań zostały szczegółowo opisane w pracy [124]. 6.4. Pomiary bardzo miękkiego promieniowania rentgenowskiego za pomocą „microchannel plate” bez dodatkowych filtrów Opisane wyżej integralne zdjęcia miękkiego promieniowania X były uzyskane za pomocą kamery „pinhole” z filtrem o grubości 10 m, a zatem rejestrowane promieniowanie miało energię powyżej 900 eV. W celu pomiarów bardziej miękkiego promieniowania i analizy struktury kolumny plazmowej wykorzystano kamerę XUV z 4-ma otworkami (pinholes), wyposażoną w otwarty powielacz elektronowy typu „microchannel plate” (MPC). Zasadę budowy tej kamery opisano w podrozdziale 5.5. Bez filtrów absorpcyjnych kamera ta mogła rejestrować promieniowanie o energii powyżej 10 eV [147]. 70 Dla rejestracji obrazów rentgenowskich w rożnych fazach wyładowania płytka mikrokanalikowa była podzielona na 4 segmenty, które były bramkowane w zadanych odstępach czasu. Pierwsze pomiary przeprowadzono dla wyładowania #11274, w statycznych warunkach gazowych przy ciśnieniu po = 1,5 hPa D2 z domieszką 1% neonu. Napięcie ładowania baterii wynosiło Uo = 18 kV. Zdjęcia zarejestrowane podczas tego wyładowania przedstawiono na Rys. 6.34. Rys. 6.34. Fotografie ultra-miękkiego promieniowania X z wyładowania #11274, które zarejestrowano kamerą XUV, stosując zapis kadrów w odstępach 10 ns, z czasem ekspozycji każego kadru równym ok. 2 ns. Przedstawione wyżej fotografie XUV nie dostarczyły zasadniczo nowych informacji, ale pokazały dokładniej różne niestabilności, które pojawiały się w czasie kompresji warstwy prądowej i formowania kolumny „pinchu”. Ciekawy przypadek formowania kolumny „pinchu” udało się zarejestrować dla wyładowania #11296, które zrealizowano po zainstalowaniu na czole elektrody wewnętrznej (tj. anody) specjalnej nakładki w postaci miedzianego stożka. Zdjęcia zarejestrowane podczas tego wyładowania przedstawiono na Rys. 6.35. Rys. 6.35. Fotografie XUV z wyładowania #11296, które wykonano po zamocowaniu na anodzie miedzianej nakładki w formie stożka, przy po = 1,2 hPa D2, Uo = 16 kV. 71 W omawianym przypadku fotografie XUV pokazały, że w czasie kompresji warstwy prądowej występowała stosunkowo silna emisja promieniowania X z powierzchni otaczającej wierzchołek stożkowej nakładki (spowodowana prawdopodobnie bombardowaniem tej powierzchni przez szybkie elektrony), a uformowana kolumna plazmowa miała znacznie mniejszą średnicę. Ciekawych informacji o mikrostrukturze kolumny plazmowej dostarczyły natomiast pomiary kamerą XUV, które wykonano ostatnio w czasie serii wyładowań przy ciśnieniu początkowym po = 1,1 hPa deuteru i zastosowaniu dodatkowej iniekcji 1 cm3 helu. Zdjęcia wykonane w czasie jednego z takich wyładowań przedstawiono na Rys. 6.36. Rys. 6.36. Fotografie XUV z wyładowania #11830, które wykonano przy Uo = 16 kV, po = 1,1 hPa deuteru i dodatkowej iniekcji czystego helu. Kadry rejestrowane były z czasem ekspozycji rzędu 1,7 ns w chwilach t = 36 ns, 52 ns, 100 ns i 116 ns. Na podstawie dokładniejszej analizy zarejestrowanych kadrów można było zaobserwować złożoną strukturę strumienia plazmowego i występowanie licznych włókien plazmowych (filaments) oraz „hot-spots”. Można było również ocenić dynamikę wymienionych zjawisk. Przykład analizy 3 wybranych kadrów przedstawiono na Rys. 6.37. 72 Rys. 6.37. Analiza 3 kadrów XUV zarejestrowanych dla wyładowania #11830, która pozwoliła określić rozmiary zaobserwowanych włókien plazmowych i „hot-spots”. 6.5. Pomiary promieniowania rentgenowskiego z rozdzielczością czasową za pomocą kamer typu „pinhole” i detektorów scyntylacyjnych W celu zarejestrowania rozwiniętych w czasie impulsów miękkiego promieniowania X w pierwszej kolejności wykorzystano kamerę typu „pinhole”, wewnątrz której w kilku wybranych punktach na płaszczyźnie obrazu umieszczone były małe detektory scyntylacyjne (z plastiku NE102A o średnicy 3 mm), połączone przez oddzielne światłowody z szybkimi fotopowielaczami i wielokanałowym oscylografem. Bezpośrednio przed tymi detektorami mocowany był czuły film rentgenowski, w którym uprzednio wykonano mechanicznie kilka przelotowych otworków w takich miejscach, aby promieniowanie X mogło dotrzeć bezpośrednio do scyntylatorów. W ten sposób rejestrowany był jednocześnie integralny obraz rentgenowski i sygnały z wybranych scyntylatorów. Omawiana technika pomiarowa była szeroko stosowana w układzie PF-360 czasie realizacji pracy doktorskiej [64]. W cytowanej pracy podano szczegółowy opis zastosowanej aparatury oraz analizę wyników przeprowadzonych wówczas pomiarów. W trakcie przygotowań do wykonania badań objętych tematem tej dysertacji autor przeprowadził wstępne próby opisanej wyżej kamery „pinhole” z detektorami scyntylacyjnymi na układzie PF-360U, ale zrezygnował z niej w czasie badań na układzie PF-1000U. Przyczyną była możliwość wykorzystania bardziej nowoczesnej i lepszej pod względem technicznym aparatury pomiarowej, tj zestawu 73 4 szybkich diód półprzewodnikowych wyposażonego w oddzielne kolimatory i diafragmy z wymiennymi filtrami, który opisano w podrozdziale 5.5. 6.6. Pomiary promieniowania rentgenowskiego z rozdzielczością czasową za pomocą zestawu diód typu PIN z odpowiednimi filtrami Zgodnie z tematem niniejszej rozprawy szczególnie ważne były pomiary impulsów promieniowania rentgenowskiego emitowanego z obszaru kolumny plazmowej oraz ich wykorzystanie do oceny wartości elektronowej temperatury plazmy. Koncepcja takich pomiarów opierała się na wykorzystaniu zależności natężenia promieniowania X (o długości fali i energii E = hc/), mierzonego za określonymi filtrami absorpcyjnymi, od temperatury elektronowej (Te) plazmy emitującej to promieniowanie oraz parametrów zastosowanych filtrów. Natężenie to opisane jest wzorem: I -2 (kTe)-1/2 exp [ - E/kTe - j (E) dj] (6.2.) gdzie indeks dolny j oznacza rodzaj materiału zastosowanego filtru, j (E) jest współczynnikiem absorpcji tego filtru, a dj jest grubością filtru [150]. W przypadku gdy filtry absorpcyjne wykonane są z tego samego materiału (np. berylu) sumowanie nie jest potrzebne i wystarczy znać grubości użytych folii absorpcyjnych oraz zależność współczynnika absorpcji od energii (tj. długości fali) promieniowania na podstawie danych dostępnych w literaturze [150-151]. Należy w tym miejscu zauważyć, że omówiona wyżej zależność obowiązuje, jeśli spełnione są pewne wymagania, tj. badana plazma nie zawiera zbyt dużej ilości ciężkich zanieczyszczeń, elektronowa temperatura plazmy jest dostatecznie wysoka, aby można było zaniedbać efekty rekombinacji, a promieniowanie hamowania elektronów (Bremsstrahlung) odpowiada rozkładowi maxwellowskiemu. Plazma wytwarzana przez badane wyładowania typu PF spełniała dość dobrze ww. warunki. Opisane wcześniej pomiary spektroskopowe (OES) wykazały, że ilość ciężkich zanieczyszczeń podczas maksymalnej kompresji warstwy prądowej była stosunkowo nieduża, chociaż później ulegała pewnemu zwiększeniu. Ze względu na dużą gęstość rozpatrywanej plazmy czas jej termalizacji był bardzo krótki i założenie, że elektrony charakteryzują się rozkładem maxwellowskim było również uzasadnione. Można było także przypuszczać, ze wartości elektronowej temperatury Te są dostatecznie wysokie, co potwierdziły późniejsze oszacowania. W związku z powyższym do oceny wartości Te plazmy można było wykorzystać stosunek natężeń impulsów rentgenowskich mierzonych za pomocą dwóch identycznych diód typu PIN, umieszczonych za filtrami berylowymi o znanych grubościach i obserwujących ten sam obszar plazmowy. Zastosowany w układzie 74 PF-1000U zestaw diód został już opisany wyżej (w podrozdziale 5.5). Do pierwszych pomiarów wykorzystano tylko dwie diody, które przez oddzielne kolimatory obserwowały ten sam obszar (o średnicy 3 cm) na osi wyładowania, którego środek znajdował się w odległości 1,5 cm od końca elektrod, jak pokazano na Rys. 6.38. Rys. 6.38. Obszar obserwacji dwóch diód PIN podczas wstępnych pomiarów rentgenowskich z rozdzielczością czasową w układzie PF-1000U. W opisywanych eksperymentach diafragmy umieszczone przed tymi diodami zostały przesłonięte filtrami berylowymi (Be) o różnej grubości: 1 m i 10 m. Biorąc pod uwagę opisaną wyżej zależność oraz parametry zastosowanych filtrów i dane z literatury [150-151], dotyczące wartości współczynnika absorpcji j(E), sporządzony został wykres stosunku intensywności promieniowania mierzonego przez obie diody w funkcji Te plazmy, który przedstawiono na Rys. 6.39. Filtry Be 0,185 & 1,85 mg/cm2 I0,185 mg/cm2/I1,85 mg/cm2 100 80 60 40 20 10 8 6 4 2 1 0,1 0,2 0,4 0,6 0,8 1 2 4 6 8 10 Te, keV Rys. 6.39. Stosunek intensywności promieniowania rentgenowskiego rejestrowanego za filtrami Be o grubości 1 m i 10 m, w zależności od temperatury elektronowej. 75 1,0 #10067 0,5 0,8 0,4 dI/dt 0,3 0,4 0,2 XH 0,2 N 0,0 0,0 x3 Be 10 m -0,2 -0,4 -0,1 -0,2 PIN diody -0,6 -0,8 -0,3 Be 1 m -0,4 -1,0 Amplituda sygnału, a.u. -0,1 1,0 0,0 0,1 t, s 0,2 0,3 0,8 0,6 0,6 Nx3 XH x 3 0,2 0,4 0,2 0,0 0,0 x3 Be 10 m -0,2 -0,4 -0,6 -0,5 0,4 #10069 1,0 dI/dt 0,8 0,4 0,1 PIN diody, V 0,6 -0,2 -0,4 PIN diody Be 1 m -0,6 -0,8 -0,8 -1,0 -0,1 0,0 0,1 t, s 0,2 0,3 PIN diody, V Amplituda sygnału, a.u. Opisana wyżej metoda diagnostyczna została następnie wykorzystana w czasie eksperymentów w układzie PF-1000U. Oprócz sygnałów z pasa Rogowskiego i sondy neutronowej, rejestrowane były sygnały rentgenowskie z obu diód. Przykłady zarejestrowanych przebiegów czasowych przedstawiono na Rys. 6.40. -1,0 0,4 Rys. 6.40. Zmiany dI/dt oraz sygnały z sondy neutronowej (Xh + N) i impulsy X zarejestrowane dla 2 wyładowań w układzie PF-1000U, które zrealizowano w takich samych warunkach (po = 2,0 hPa D2, Uo = 23 kV, Imax 1,8 MA), ale z podobną wydajnością neutronową i podobnym prądem wyładowania (#10067 – Yn = 3,0 x 1010, #10069 – Yn = 7,6 x 1010). Na podstawie stosunku amplitud zarejestrowanych pików rentgenowskich oraz wykresu pokazanego na Rys. 6.39 oszacowano, że w czasie maksymalnej kompresji plazmy (t = 0) w wyładowaniu #10067 wartość Te wynosiła ok. 170 eV, a w wyładowaniu #10069 – ok. 160 eV. Biorąc pod uwagę, że w badanych warunkach eksperymentalnych, w czasie obu wyładowań nie zaobserwowano występowania wyraźnych „hot-spots”, oszacowane wyżej wartości Te były prawdopodobne. W celu sprawdzenia powtarzalności wyników analogiczne pomiary rentgenowskie przeprowadzono również dla innych wyładowań. Wyniki tych pomiarów przedstawiono na Rys. 6.41. 76 dI/dt 0,8 XH3 x 3 0,6 N2 x 3 XH1 x 3 0,2 -0,1 -0,4 -0,2 PIN diody Be 1 m -0,3 -0,8 -0,4 -1,0 -0,1 Amplituda sygnału, a.u. 0,2 0,0 x3 Be 10 m -0,2 1,0 0,0 0,1 t, s 0,2 0,3 -0,5 0,4 #10072 1,0 dI/dt 0,8 0,8 0,6 0,6 XH x 3 0,4 Nx3 0,2 0,4 0,2 0,0 0,0 x3 Be 10 m -0,2 -0,2 -0,4 -0,6 0,3 0,1 0,0 -0,6 0,4 N1 x 3 PIN diody, V 0,4 #10071 0,5 XH2 x 3 -0,4 Be 1 m PIN diody -0,6 -0,8 -0,8 -1,0 -0,1 0,0 0,1 0,2 0,3 PIN diody, V Amplituda sygnału, a.u. 1,0 -1,0 0,4 t, s Rys. 6.41. Zmiany pochodnej prądu wyładowania (dI/dt) i sygnały z sondy neutronowej (Xh + N) oraz impulsy promieniowania X zarejestrowane przez 2 diody dla dwóch wyładowań w układzie PF-1000U, które zrealizowano w identycznych warunkach eksperymentalnych (po = 2,0 hPa D2, Uo = 23 kV, Imax 1,8 MA), ale z różną wydajnością neutronową (#10071 – Yn = 1,8 x 1011, #10072 – Yn = 6,0 x 109). Podobnie jak przy poprzednich eksperymentach, na podstawie zarejestrowanych pików rentgenowskich i wykresu z Rys. 6.39 oszacowano, że w wyładowaniu #10071 wartość Te wynosiła ok. 165 eV, a w wyładowaniu #10072 - ok. 150 eV. Jak widać, wyniki obu serii badań były zgodne, uwzględniając błędy eksperymentalne, które wynosiły ok. 20%. Dlatego można stwierdzić, że w wyładowaniach w deuterze (realizowanych przy początkowym ciśnieniu po = 2,0 hPa) w czasie maksymalnej kompresji plazmy wartości elektronowej temperatury plazmy (uśrednione po całym kącie bryłowym obserwacji) wahały się w granicach 150-170 eV. W celach porównawczych pomiary rentgenowskie w układzie PF-1000U wykonano również dla wyładowań, w których komorę wypełniano czystym neonem (pod ciśnieniem po = 1,1-1,2 hPa) i stosowano dodatkową iniekcję 1 cm 3 deuteru (pod ciśnieniem 0,15 MPa) ok. 1,5 ms przed początkiem wyładowania. Jak wykazały opisane wyżej zdjęcia promieniowania widzialnego i pomiary interferometryczne radialna kompresja warstwy plazmy neonowej powodowała skuteczne ściśnięcie 77 #10111 0,07 1,0 0,8 0,4 0,04 XH2 XH1 0,03 N1 0,2 0,01 N2 0,0 0,00 -0,2 -0,01 Be 10 m -0,4 -0,6 Be 1 m -0,03 PIN diody -0,04 -0,8 -0,05 -1,0 Amplituda sygnału, a.u. -0,1 0,0 0,1 t, s 0,2 -0,07 0,4 0,3 1,0 #10112 25 0,8 20 0,6 15 dI/dt 0,4 0,2 10 XH x 3 5 0,0 0 -0,2 -0,4 -0,6 PIN diody, V 0,6 0,05 dI/dt -5 Be 10 m Be 1 m -10 PIN diody -15 -0,8 -20 -1,0 -0,1 0,0 0,1 t, s 0,2 0,3 PIN diody, mV Amplitudy sygnału, a.u. i nagrzanie strumienia deuteru. Pomiary sondami neutronowymi wykazały, że opisane wyżej wyładowania emitują także impulsy promieniowania X oraz szybkich neutronów (z reakcji D-D). Przykładowe wyniki pomiarów rentgenowskich, które wykonano dwiema diodami PIN, zostały przedstawione na Rys. 6.42. -25 0,4 Rys. 6.42. Zmiany pochodnej prądu wyładowania (dI/dt) i sygnały z sondy neutronowej (Xh + N) oraz impulsy promieniowania X zarejestrowane przez 2 diody dla dwóch wyładowań w układzie PF-1000U, które zrealizowano przy wypełnieniu komory neonem i zastosowaniu dodatkowej iniekcji deuteru: #10111 przy po = 1,1 hPa Ne + iniekcja deuteru, Uo = 23 kV, Imax = 2,0 MA, Yn = 3,6 x 1010; #10112 przy po = 1,3 hPa Ne + iniekcja deuteru, Uo = 23 kV, Imax 2,0 MA, Yn = 3,9 x 1010. Łatwo zauważyć, że w odróżnieniu od poprzednich wyładowań w czystym deuterze, w rozpatrywanych obecnie wyładowaniach w neonie z iniekcją deuteru (oprócz 2-3 szerszych sygnałów rentgenowskich) emitowane były charakterystyczne bardzo wąskie piki promieniowania X. Na podstawie stosunku amplitud i wykresu z Rys. 6.39 oszacowano, że w wyładowaniu #10111 w czasie pierwszego piku wartość Te osiągała ok. 880 eV, a podczas drugiego piku wynosiła ok. 695 eV. 78 Analogiczne oszacowanie przeprowadzone dla wyładowania #10112 pozwoliło ocenić, że w maksimum sygnału rentgenowskiego Te przyjmowało wartość ok. 335 eV, a podczas wąskiego piku – ok. 720 eV. Tak wysokie wartości Te odpowiadały prawdopodobnie mikroobszarom „hot-spots”. Dodatkowo, na podstawie szerokości wąskich pików promieniowania X można wnioskować, że emitujące je obszary „hot-spots” istniały przez ok. 10 ns. Należy w tym miejscu podkreślić, że realizując w układzie PF-1000U wyładowania w różnych warunkach gazowych, tj. przy wypełnieniu komory czystym deuterem lub neonem i zastosowaniu dodatkowej iniekcji deuteru, sprawdzano czy wyładowania te przebiegają prawidłowo. W szczególności obserwowane były nie tylko zmiany pochodnej prądu wyładowania dI/dt oraz całkowitego natężenia tego prądu I(t), ale również sygnały ze scyntylacyjnych sond neutronowych, które rejestrowały sygnały pochodzące od impulsów twardego promieniowania XH (emitowanych w czasie pierwszej, a w niektórych przypadkach - także wtórnej kompresji plazmy) oraz impulsy szybkich neutronów N (opóźnione ze względu na czas przelotu). Do analizy procesów fizycznych i ocen wartości Te wybierano tylko te wyładowania, dla których zaobserwowano charakterystyczne piki dI/dt oraz załamania przebiegu prądowego I(t), co świadczyło o występowaniu silnej kompresji warstwy prądowej. Dla wyładowań tych rejestrowano również charakterystyczne piki XH oraz sygnały neutronowe N, jak pokazano na Rys. 6.43 i 6.44. Natężenie prądu, MA I 1,5 3 1,0 2 XH, x 100 0,5 N, x 100 1 0,0 0 dI/dt -0,5 Amplituda sygnału, V #9960 4 2,0 -1 -7 -6 -5 -4 -3 -2 -1 0 1 2 3 t, s Rys. 6.43. Przebieg czasowy natężenia prądu I(t) i pochodnej dI/dt oraz sygnały z sondy neutronowej (XH i N) zarejestrowane dla wyładowania #9960, przy po = 1,6 hPa D2 bez dodatkowej iniekcji gazu, Imax = 2,04 MA, Yn = 5,8 x 1010. 79 #10067 4 I 1,5 3 1,0 Amplituda sygnału, V Natężenie prądu, MA 2,0 2 N, x 50 XH, x 50 0,5 1 0,0 0 dI/dt -0,5 -7 -6 -5 -4 -3 -2 -1 0 -1 1 2 3 t, s #10111 4 2,0 3 1,0 2 0,5 XH, x 5 1 N, x 5 0,0 0 dI/dt -0,5 -7 -6 -5 -4 -3 -2 -1 Amplituda sygnału, V Natężenie prądu, MA I 1,5 -1 0 1 2 3 t, s #10113 4 2,0 3 1,0 2 XH, x 5 0,5 1 N, x 5 0,0 0 dI/dt -0,5 Amplituda sygnału, V Natężenie prądu, MA I 1,5 -1 -7 -6 -5 -4 -3 -2 -1 0 1 2 3 t, s Rys. 6.44. Przebiegi czasowe natężenia prądu I(t) oraz pochodnej dI/dt i sygnałów ze scyntylacyjnej sondy neutronowej (XH i N), które zarejestrowano dla kilku wyładowań w układzie PF-1000U w różnych warunkach gazowych, ale podobnymi wartościami prądu wyładowania i emisji neutronów: #10067 przy p o = 2,0 hPa D2 bez dodatkowej iniekcji gazu, Imax = 1,85 MA, Yn = 3,0 x 1010; #10111 przy po = 1,1 hPa Ne z dodatkową iniekcją D2, Imax = 1,98 MA, Yn = 3,6 x 1010; #10113 przy po = 1,3 hPa Ne z dodatkową iniekcją D2, Imax = 1,93 MA, Yn = 3,9 x 1010 80 Na oscylogramach pokazanych na Rys. 6.43 i 6.44 widać, że w układzie PF-1000U zmiany warunków gazowych (w podanych wyżej granicach) miały słaby wpływ na maksymalne natężenie prądu wyładowania. Ponadto, wyładowania zrealizowane w neonie przy zastosowaniu impulsowej iniekcji deuteru – wytwarzały podobne ilości neutronów z reakcji syntezy, jak wyładowania realizowane w czystym deuterze. Można to wytłumaczyć dużą efektywnością kompresji wstrzeliwanego strumienia deuteru przez ściskaną radialnie warstwę plazmy neonowej. Należy jeszcze dodać, że w wyładowaniach przeprowadzonych w czystym neonie bez iniekcji deuteru nie zarejestrowano żadnych neutronów. W następnej sesji eksperymentalnej na układzie PF-1000U przeprowadzono jeszcze dokładniejsze pomiary rentgenowskie, stosując w tym celu 2 pary diód typu PIN. W każdej parze - pierwsza dioda była zasłonięta filtrem berylowym o grubości 7 μm, a druga dioda - filtrem berylowym o grubości 10 μm. Pierwsza para diód obserwowała na osi wyładowania obszar o średnicy 3 cm, którego środek leżał w odległości 3 cm od końca elektrody wewnętrznej. Druga para diód obserwowała taki sam obszar, ale jego środek był oddalony od końca tej elektrody o 6 cm, jak pokazano na Rys. 6.45. Rys. 6.45. Obszary obserwacji pierwszej (1) i drugiej (2) pary diód PIN podczas pomiarów rentgenowskich w funkcji czasu, w następnej sesji eksperymentalnej na układzie PF-1000U. Biorąc pod uwagę, że podczas opisywanej sesji eksperymentalnej diody były przesłonięte innymi filtrami, niż w czasie poprzednich eksperymentów, trzeba było sporządzić odpowiedni wykres zależności stosunku intensywności sygnałów promieniowania X mierzonego przez te diody w funkcji Te plazmy. Stosując opisaną poprzednio procedurę, tj. znany wzór na intensywność promieniowania oraz znane grubości filtrów berylowych i dane z literatury opisujące zmiany współczynnika absorpcji j (E) [150-151], sporządzony został nowy wykres, który przedstawiono na Rys. 6.46. 81 Filtry Be 1,3 & 1,85 mg/cm2 2,4 I1,3 mg/cm2/I1,85 mg/cm2 2,2 2,0 1,8 1,6 1,4 1,2 1,0 0,1 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 4,0 2,0 6,0 8,0 Te, keV Rys. 6.46. Stosunek intensywności promieniowania rentgenowskiego rejestrowanego za filtrami Be o grubości 7 m i 10 m, w zależności od temperatury elektronowej plazmy. 6 dI/dt #11268 Detektor scyntylacyjny x100 4 XH3 2 XH1 N2 N3 0,03 0,02 0,01 N1 XH2 0 0,00 Be 10 m, z = 6 cm -2 -0,01 Be 7 m, z = 6 cm Be 10 m, z = 3 cm -4 PIN diody -0,02 Be 7 m, z = 3 cm -6 PIN diody, V Amplituda sygnału, a.u. Nowa sesja eksperymentalna na układzie PF-1000U została rozpoczęta (podobnie jak poprzednia) przez wykonanie rutynowych pomiarów diagnostycznych, tj. rejestracji zmian natężenia prądu wyładowania oraz sygnałów z sondy neutronowej. Pierwsze wyładowania zostały zrealizowane przy wypełnieniu komory czystym deuterem pod ciśnieniem po (zmienianym w granicach od 1,2 hPa do 2,0 hPa) i przykładaniu napięcia początkowego Uo (zmienianego w granicach od 16 do 18 kV). Po stwierdzeniu prawidłowego działania układu przeprowadzono również pomiary rentgenowskie przy użyciu opisanego wyżej zestawu diód i filtrów. Przykład przebiegów czasowych, które zostały zarejestrowane w czasie wyładowania #11268, został przedstawiony na Rys. 6.47. -0,03 0,0 0,2 t, s 0,4 0,6 Rys. 6.47. Zmiany pochodnej prądu wyładowania (dI/dt) i sygnały z sondy neutronowej (Xh + N) oraz impulsy promieniowania X zarejestrowane przez 2 pary filtrowanych diód dla wyładowania #11268, które zrealizowano przy początkowym ciśnieniu po = 1,2 hPa D2, bez iniekcji gazu, Uo = 16 kV, Yn = 3,8 x 109. 82 Z oscylogramu przedstawionego na Rys. 6.47 wynika, że w czasie badanego wyładowania nastąpiły trzy kompresje kolumny plazmowej, które wygenerowały trzy piki twardego promieniowania XH oraz trzy impulsy szybkich neutronów, opóźnione w stosunku do XH o ok. 280 ns (tj. czas przelotu tych neutronów do detektora scyntylacyjnego). Wyraźne impulsy miękkiego promieniowania X były wyemitowane tylko podczas pierwszej kompresji, przy czym sygnały z drugiego obszaru pojawiły się z opóźnieniem ok. 50 ns, co informuje o dynamice strumienia plazmy. W celu oszacowania wartości temperatury elektronowej (Te) w obu obserwowanych obszarach kolumny plazmowej przeprowadzono bardziej szczegółową analizę sygnałów miękkiego promieniowania X dla kolejnych wyładowań, m.in. dla wyładowania #11269, którego integralne fotografie rentgenowskie pokazano uprzednio na Rys. 6.25. Wyniki tej analizy przedstawiono na Rys. 6.48. #11269 Be 10 m, z = 6 cm 0,000 Be 7 m, z = 6 cm -0,005 100 eV PIN diody, V -0,010 -0,015 Be 10 m, z = 3 cm -0,020 -0,025 Be 7 m, z = 3 cm -0,030 180 eV -0,035 -0,05 0,00 0,05 0,10 t, s 0,15 0,20 0,25 Rys. 6.48. Sygnały promieniowania X zarejestrowane przez 2 pary filtrowanych diód dla wyładowania #11269, które zrealizowano przy ciśnieniu początkowym po = 2,0 hPa D2 bez iniekcji gazu, Uo = 18 kV, Yn = 1,4 x 1010. Podobnie jak przy poprzednich eksperymentach, na podstawie zarejestrowanych sygnałów rentgenowskich i wykresu z Rys. 6.46 oszacowano, że w wyładowaniu #11269 wartość Te w pierwszym obszarze obserwacji wynosiła ok. 180 eV, a w drugim obszarze ok. 100 eV. Jak widać, wyniki nowej serii eksperymentów były zgodne z poprzednimi rezultatami w granicach błędów eksperymentalnych, które wynosiły ok. 20%. Następna seria eksperymentów w układzie PF-1000U została przeprowadzona z wypełnieniem komory czystym deuterem i zastosowaniu dodatkowej iniekcji deuteru, którą inicjowano ok. 2 ms przed początkiem wyładowania. Oscylogram sygnałów miękkiego promieniowania X z wyładowania #11493, którego integralną fotografię rentgenowską ukazano poprzednio na Rys. 6.26, został przedstawiony na Rys. 6.49. 83 0,0 -0,1 #11493 Be 10 m, z = 6 cm Be 7 m, z = 6 cm 110 eV PIN diody, V 115 eV -0,2 -0,3 Be 10 m, z = 3 cm 265 eV Be 7 m, z = 3 cm -0,4 -0,5 -0,1 210 eV 0,0 550 eV 0,1 t, s 0,2 0,3 Rys. 6.49. Sygnały promieniowania X zarejestrowane przez 2 pary filtrowanych diód dla wyładowania #11493, które zrealizowano przy ciśnieniu początkowym po = 1,2 hPa D2 z zastosowaniem dodatkowej iniekcji deuteru (2 ms przed początkiem wyładowania), przy napięciu Uo = 16 kV, Yn = 7,8 x 109. Przebiegi czasowe przedstawione na Rys. 6.49 pokazują, że (w przeciwieństwie do wyładowań realizowanych przy statycznym ciśnieniu początkowym), zastosowanie dodatkowej iniekcji gazu roboczego spowodowało bardziej skomplikowaną strukturę promieniowania X emitowanego z plazmy. W wyładowaniu #11493, oprócz głównego impulsu rentgenowskiego z pierwszego obszaru obserwacji wyemitowane zostały dodatkowo dwa wyraźnie rozdzielone piki, które można interpretować, jako rezultat emisji promieniowania z „hot-spots”. Hipoteza ta wydaje się uzasadniona, chociaż ze względu na duże nasycenie zdjęcia z tego wyładowania (pokazanego na Rys. 6.26) takich mikrostruktur nie można było dokładnie wyróżnić. Niemniej, na podstawie porównania amplitud omawianych pików rentgenowskich i wykresu z Rys. 6.46 oszacowano, że wartości Te w pierwszym obszarze osiągały odpowiednio: 210 eV, 265 eV i 550 eV. W drugim obszarze (położonym dalej od wylotu elektrody) wpływ iniekcji gazu był słabszy, ale także zarejestrowano dwa piki o mniejszych amplitudach, na podstawie których oceniono, że w tym przypadku wartości Te wynosiły 115 eV i 110 eV. Biorąc pod uwagę, że w poprzednich eksperymentach w układzie PF-1000U przy zastosowaniu deuteru z domieszką cięższego gazu zaobserwowano wyraźniejsze formowanie oddzielnych włókien plazmowych i „hot-spots”, następna seria wyładowań została wykonana przy wypełnieniu komory deuterem z niewielką domieszką neonu. Przykład sygnałów rentgenowskich z wyładowania #11501, którego integralne zdjęcie rentgenowskie pokazano uprzednio na Rys. 6.28, został przedstawiony na Rys. 6.50. 84 Be 10 m, z = 6 cm, x5 0,00 PIN diody, V #11501 -0,05 Be 7 m, z = 6 cm, x5 -0,10 105 eV 135 eV 85 eV 740 eV -0,15 470 eV Be 10 m, z = 3 cm -0,20 Be 7 m, z = 3 cm 315 eV -0,25 830 eV 0,0 0,1 t, s 0,2 0,3 Rys. 6.50. Sygnały promieniowania X zarejestrowane przez 2 pary filtrowanych diód dla wyładowania #11501, które zrealizowano przy ciśnieniu po = 1,2 hPa D2 z zastosowaniem 1% domieszki neonu i przy Uo = 16 kV. Zgodnie z oczekiwaniami, przebiegi czasowe przedstawione na Rys. 6.50 ukazują jeszcze bardziej skomplikowaną strukturę. Pierwsza para diód zarejestrowała, oprócz głównych sygnałów rentgenowskich, co najmniej trzy wąskie piki, które można przyporządkować mikro-obszarom o wyraźnie zwiększonej emisji promieniowania X, czyli „hot-spots”, wyraźnie widocznym na zdjęciu pokazanym na Rys. 6.28. Druga para diód oprócz głównego sygnału zarejestrowała także - co najmniej dwa rozdzielone piki promieniowania. Na podstawie amplitud omawianych pików i wykresu z Rys. 6.46 oszacowano, że w pierwszym obszarze obserwacji wartości Te osiągały wartości: 315 eV, 470 eV, 830 eV i 740 eV. Natomiast w drugim obszarze obserwacji wartości Te były niższe i wynosiły odpowiednio: 86 eV, 135 eV i 105 eV. Należy zwrócić uiwagę, że najwyższe wartości Te (rzędu 800 eV) zostały oszacowane na podstawie wąskich pików promieniowania, które zidentyfikowano, jako emisję z „hot-spots” zauważalnych na integralnych fotografiach rentgenowskich. Hipotezę tą potwierdza zgodność liczby „hot-spots” (na Rys. 6.28) i liczby wyraźnie rozdzielonych pików rentgenowskich (na Rys. 6.50). Dodatkowo należy zauważyć, że piki promieniowania X są stosunkowo wąskie (ich czas trwania wynosi od kilku do kilkunastu ns) i pojawiają się z rozrzutem czasowym (w pierwszym obszarze – w przedziale 100-130 ns, a w drugim obszarze – w przedziale 130-150 ns). Można stąd wyciągnąć dwa istotne wnioski: Po pierwsze - źródła pików promieniowania X (tj. mikrostruktury typu „filaments” i „hot-spots”) mogą istnieć przez stosunkowo długi czas (nawet rzędu kilkudziesięciu ns). Po drugie – rozpatrywane mikrostruktury gęstej i gorącej plazmy mogą być formowane wewnątrz kolumny plazmowej (lub na jej powierzchni) w różnych miejscach i w różnych momentach (z rozrzutem rzędu kilkudziesięciu mm i ponad 150 ns). 85 Należy dodać, że chociaż w większości omawianych wyżej wyładowań z użyciem domieszki neonu – oszacowane wartości temperatury elektronowej nie przekraczały 1 keV, to zdarzały się wyładowania, w których szacowane wartości Te były znacznie wyższe. Przykład stanowi wyładowanie #11588, którego integralny obraz rentgenowski przedstawiono na Rys. 6.29, a sygnały z diód typu PIN pokazano na Rys. 6.51. #11588 0,0 Be 10 m, z = 6 cm, x5 Be 7 m, z = 6 cm, x5 PIN diody, V -0,5 Be 10 m, z = 3 cm 175 eV 500 eV -1,0 Be 7 m, z = 3 cm 215 eV 275 eV -1,5 2250 eV -2,0 -0,1 3300 eV 0,0 0,1 7500 eV 0,2 0,3 0,4 t, s Rys. 6.51. Sygnały promieniowania X zarejestrowane przez 2 pary filtrowanych diód dla wyładowania #11588, które zrealizowano przy ciśnieniu po = 1,2 hPa mieszaniny D2 i 10% Ne z dodatkową iniekcją mieszaniny gazów 75% D2 z 25% Ne przy ciśnieniu 0,12 MPa i przy Uo = 16 kV. W rozpatrywanym przypadku temperatura elektronowa, którą oszacowano na podstawie amplitud zarejestrowanych sygnałów i wykresu z Rys. 6.46, osiągała w pierwszym obszarze obserwacji wartości: 0,5 keV, 2,25 keV, 3,3 keV i 7,5 keV. W drugim obszarze obserwacji oszacowane wartości Te były niższe i wynosiły odpowiednio: 175 eV, 215 eV i 275 eV. Należy tu jednak zauważyć, że podana wyżej wartość błędu eksperymentalnego (20%), w omawianym przypadku mogła być znacznie większa ze względu na asymptotyczny charakter krzywej podanej na Rys. 6.46. Sytuację można byłoby poprawić przez wykonanie pomiarów z wykorzystaniem jeszcze grubszych filtrów absorpcyjnych i odpowiedniego wykresu zależności stosunku natężeń od Te. W czasie następnej serii eksperymentów w układzie PF-1000U, jako domieszkę zastosowano hel. W wyładowaniu #11555 komora próżniowa wypełniona była mieszaniną 90% deuteru i 10% helu, przy całkowitym ciśnieniu początkowym po = 1,2 hPa oraz napięciu ładowania baterii Uo = 16 kV. Integralny obraz 86 promieniowania rentgenowskiego z tego wyładowania pokazano na Rys. 6.31, a sygnały z diód typu PIN przedstawiono na Rys. 6.52. #11555 0,005 Be 10 m, z = 6 cm 0,000 PIN diody, V -0,005 Be 7 m, z = 6 cm -0,010 -0,015 95 eV 105 eV 165 eV Be 10 m, z = 3 cm -0,020 Be 7 m, z = 3 cm -0,025 -0,030 125 eV -0,035 -0,1 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 t, s Rys. 6.52. Sygnały promieniowania X zarejestrowane przez 2 pary filtrowanych diód dla wyładowania #11555, które zrealizowano przy ciśnieniu po = 1,2 hPa mieszaniny 90% D2 z 10% He i przy Uo = 16 kV. Intensywność sygnałów zarejestrowanych podczas wyładowań przy użyciu mieszanki deuteru i helu nie różniła się znacząco od wyników uzyskanych przy zastosowaniu czystego deuteru. Na podstawie amplitud pików promieniowania z Rys. 6.52 oraz wykresu z Rys. 6.31 oszacowano, że w pierwszym obszarze obserwacji temperatury elektronowe osiągały wartości 125 eV i 165 eV. Natomiast w drugim obszarze obserwacji oszacowane wartości Te wynosiły odpowiednio 95 eV i 105 eV. Podane wyżej wartości Te dla wyładowań z użyciem mieszaniny deuteru i helu są nieznacznie niższe lub prawie równe temperaturom oszacowanym dla wyładowań w czystym deuterze. Nie można jednak jednoznacznie potwierdzić tego spostrzeżenia, ponieważ serie eksperymentów z mieszaniną deuteru i helu były zbyt krótkie (w serii wykonano tylko od 3 do 5 wyładowań). Następne eksperymenty w układzie PF-1000U zostały przeprowadzone przy wypełnieniu komory czystym deuterem i zastosowaniu dodatkowej iniekcji mieszaniny 80% deuteru i 20% helu lub czystego helu. Integralne fotografie promieniowania rentgenowskiego przedstawione były na Rys. 6.32, natomiast sygnały zarejestrowane przez diody typu PIN przedstawiono odpowiednio na Rys. 6.53 i 6.54. 87 #11547 Be 10 m, z = 6 cm 0,00 Be 7 m, z = 6 cm PIN diody, V -0,02 135 eV 90 eV -0,04 Be 10 m, z = 3 cm -0,06 180 eV -0,08 Be 7 m, z = 3 cm -0,10 525 eV 165 eV -0,12 -0,1 0,0 0,1 0,2 0,3 t, s Rys. 6.53. Sygnały promieniowania X zarejestrowane przez 2 pary filtrowanych diód dla wyładowania #11547, które zrealizowano przy ciśnieniu po = 1,2 hPa D2 z iniekcją mieszaniny gazów 80% D2 z 20% He pod ciśnieniem 0,12 MPa i przy Uo = 16 kV. #11549 Be 10 m, z = 6 cm 0,00 Be 7 m, z = 6 cm -0,02 PIN diody, V 105 eV -0,04 Be 10 m, z = 3 cm -0,06 Be 7 m, z = 3 cm 500 eV -0,08 -0,10 -0,05 285 eV 155 eV 0,00 0,05 0,10 0,15 0,20 0,25 t, s Rys. 6.54. Sygnały promieniowania X zarejestrowane przez 2 pary filtrowanych diód dla wyładowania #11549, które zrealizowano przy ciśnieniu po = 1,2 hPa D2 z iniekcją czystego He pod ciśnieniem 0,12 MPa i przy Uo = 16 kV. Wyładowania zrealizowane przy iniekcji mieszaniny deuteru i helu lub czystego helu emitowały promieniowanie X o porównywalnej intensywności, co potwierdzają 88 fotografie pokazane wcześniej na Rys. 6.32 i oscylogramy przedstawione na Rys. 6.48 i 6.49. Na podstawie amplitud sygnałów pokazanych na Rys. 6.53 i 6.54 oraz wykresu z Rys. 6.32 oszacowano, że lokalne temperatury elektronowe w wyładowaniu #11547 w pierwszym obszarze obserwacji osiągały wartości: 165 eV, 180 eV i 525 eV. Natomiast w drugim obszarze wartości Te wynosiły 90 eV i 135 eV. W wyładowaniu #11549 w pierwszym obszarze obserwacji Te osiągały wartości: 155 eV, 285 eV i 500 eV, a w drugim obszarze obserwacji ok. 105 eV. Wartości lokalnej temperatury elektronowej oszacowane dla wyładowań #11547 i #11549 były zbliżone do wartości Te dla wyładowań z iniekcją czystego deuteru (Rys. 6.49). Jeżeli wziąć pod uwagę również wyniki uzyskane z wyładowania #11555 i Rys. 6.48 można stwierdzić, że dodawanie helu do wyładowań z deuterem skutkuje osiąganiem lokalnych temperatur elektronowych porównywalnych do tych, które otrzymuje się przy stosowaniu czystego deuteru (bez oraz z iniekcją tego gazu). 89 7. Podsumowanie i wnioski Najważniejsze wyniki badań eksperymentalnych, które przeprowadzono w ramach tej pracy doktorskiej, można podsumować w sposób następujący: 1. Wykonano integralne fotografie promieniowania widzialnego z wielu wyładowań w układzie PF-1000U, które wykonano w różnych warunkach eksperymentalnych, a na ich podstawie określono przybliżone rozmiary strumieni gorącej plazmy i oceniono odstępstwa od ich jednorodności. 2. Stosując technikę optycznej spektroskopii emisyjnej (OES) zarejestrowano i porównano widma promieniowania widzialnego z plazmy wytwarzanej w układzie PF-1000U w różnych warunkach eksperymentalnych, m.in. przy impulsowej iniekcji gazu roboczego z zadanym wyprzedzeniem w stosunku do początku wyładowania. Na podstawie zarejestrowanych widm optycznych określono warunki pojawiania się jonów zanieczyszczeń, a na podstawie analizy profili linii spektralnych deuteru (z serii Balmera) określono wartości elektronowej koncentracji plazmy i ich zmiany w funkcji czasu. 3. Porównano wybrane obrazy interferencyjne wyładowań w układzie PF-1000U, które zostały uzyskane za pomocą wielo-kadrowego interferometru laserowego [72, 79, 125], a na ich podstawie oceniono przestrzenny rozkład koncentracji elektronów i stwierdzono przybliżoną zgodność (w granicach błędów eksperymentalnych) wyników uzyskanych metodami OES i interferometrii laserowej. 4. Stosując kamerę typu „pinhole” i odpowiednie filtry absorpcyjne, zarejestrowano wiele integralnych w czasie obrazów rentgenowskich z wyładowań w układzie PF-1000U i w określonych warunkach eksperymentalnych zaobserwowano formowanie włókien plazmowo-prądowych (plasma filaments) oraz mikro-obszarów o zwiększonej intensywności emisji promieniowania X (hot-spots). Potwierdzono wyniki wcześniejszych obserwacji [73, 121, 129], że wymienione wyżej mikrostruktury plazmowe ujawniają się wyraźniej po wprowadzeniu domieszki (lub iniekcji) cięższego gazu. 5. Porównano również wybrane obrazy ultra-miękkiego promieniowania X (tj. XUV) w układzie PF-1000U, które zarejestrowano za pomocą 4-kadrowej kamery wyposażonej we wzmacniacz mikro-kanalikowy (MCP), a na podstawie wybranych kadrów można było ocenić rozmiary i lokalizacje „plasma filaments” i „hot-spots”. 90 6. Wykonano szczegółowe pomiary emisji miękkiego promieniowania X w funkcji czasu z wybranych obszarów kolumny plazmowej wytwarzanej w układzie PF-1000U przy statycznych i dynamicznych warunkach gazowych oraz przy zastosowaniu domieszek neonu lub helu. W tym celu wykorzystany został specjalny zestaw 4 półprzewodnikowych detektorów typu PIN, które umieszczone były za oddzielnymi kolimatorami i filtrami berylowymi o różnej grubości [146]. Na podstawie porównań natężeń rejestrowanych sygnałów rentgenowskich oszacowano, że w wyładowaniach w deuterze, realizowanych przy początkowym ciśnieniu p o = 2,0 hPa, w czasie maksymalnej kompresji plazmy wartości elektronowej temperatury plazmy Te (uśrednione po kącie bryłowym obserwacji) wahały się w granicach 150-170 eV. 7. W wyładowaniach PF-1000U realizowanych w neonie z impulsową iniekcją deuteru (ok. 1 cm3 D2 pod ciśnieniem 0,15 MPa, ok. 1,5 ms przed początkiem wyładowania) oprócz 2-3 szerszych sygnałów rentgenowskich zarejestrowano bardzo wąskie piki promieniowania X, a na podstawie stosunku amplitud oszacowano, że w wyładowaniu #10111 w czasie pierwszego piku wartość Te osiągała ok. 880 eV, a podczas drugiego piku - ok. 695 eV. Druga seria eksperymentów wykazała, że w wyładowaniach w czystym deuterze zastosowanie dodatkowej iniekcji deuteru także sprzyja generacji wąskich pików promieniowania X, które można interpretować, jako rezultat emisji promieniowania z „hot-spots”. Na podstawie porównań amplitud tych pików oszacowano, że wartości Te w pierwszym obszarze osiągały odpowiednio: 210 eV, 265 eV i 550 eV. W drugim obszarze (położonym dalej od wylotu elektrody) wpływ iniekcji gazu był słabszy, ale także zarejestrowano dwa piki o mniejszych amplitudach, na których podstawie oceniono, że w tym przypadku wartości Te wynosiły 115 eV i 110 eV. Wykazano również, że podobny wpływ (jak iniekcja deuteru) ma wprowadzenie niewielkiej domieszki cięższego gazu (np. neonu), które sprzyja formowaniu wyraźnych „hotspots” zarówno w pierwszym, jak i drugim obszarze obserwacji. W takim przypadku oszacowano, że w pierwszym obszarze obserwacji wartości Te osiągały wartości: 315 eV, 470 eV, 830 eV i 740 eV, a w drugim obszarze obserwacji wartości 86 eV, 135 eV i 105 eV. Najwyższe wartości lokalnej temperatury elektronowej zaobserwowano w czasie wyładowań przy wypełnieniu komory mieszaniną (80% D2 i 10% Ne) i zastosowaniu dodatkowej iniekcją mieszaniny (75% D2 i 25% Ne). Można stąd wyciągnąć wniosek, że w rozpatrywanych warunkach mogą powstawać „hotspots” o lokalnej temperaturze elektronowej sięgającej nawet 2,2-7,5 keV. Reasumując powyższe, na podstawie przeprowadzonych badań wykazano, że formowanie różnych mikrostruktur wewnątrz kolumny gęstej i gorącej plazmy w wyładowaniach typu PF zależy silnie od warunków eksperymentalnych, a zwłaszcza warunków gazowych. Przy zachowaniu takich samych warunków eksperymentalnych mikrostruktury w postaci włókien plazmowo-prądowych są stosunkowo dobrze powtarzalne w skali makroskopowej, ale mikrostruktury w postaci „hot-spots” są niepowtarzalne. Ze względu na stochastyczny charakter formowania rozpatrywanych mikrostruktur ich parametry (położenie, czas istnienia, koncentracja 91 i temperatura elektronowa) mogą się silnie różnić, np. lokalne wartości Te zmieniają się w granicach od ok. 100 eV do ok. 880 eV. Można zatem uznać, że hipoteza naukowa, którą sformułowano w trakcie przygotowań tej pracy doktorskiej, została udowodniona. Przy ocenie wyników uzyskanych w ramach opisanych wyżej badań należy uwzględnić, że istnieją znaczne rozbieżności w ocenie wartości Te w wyładowaniach typu PF. Pomiary optyczne OES dawały bardzo zaniżone wartości średniej Te (rzędu kilku eV), co spowodowane było odstępstwami od przyjmowanych modeli fizycznych i uśrednianiem pomiarów wzdłuż linii obserwacji, przechodzącej przez obszar gęstej i gorącej plazmy oraz obszar rzadszej i chłodniejszej plazmy, która otacza kolumnę plazmową i absorbuje znaczącą część promieniowania widzialnego. Bardziej wiarogodne wartości Te uzyskano w kilku eksperymentach metodą LTS (Laser Thomson Scattering). Za pomocą tej metody oceniono, że lokalne wartości elektronowej (i jonowej) temperatury plazmy w kolumnie PF mogą osiągać wartość 0,5-1,5 keV [59, 76]. Jeszcze wyższe wartości Te (osiągające 5-10 keV) otrzymano na podstawie pomiarów rentgenowskich wykonanych za pomocą detektorów i filtrów [19, 151]. Przyczyną tych rozbieżności była niepowtarzalność procesów fizycznych, które zachodzą w różnych wyładowaniach PF, a zwłaszcza niepowtarzalność procesów w skali mikroskopowej, gdy występują różne mikrostruktury plazmowe. Biorąc pod uwagę powyższe fakty, otrzymane w ramach tej pracy wartości elektronowej temperatury plazmy Te wydają się wiarogodne. Stwierdzenie to zostało potwierdzone opiniami różnych specjalistów, którzy byli recenzentami prac wykonanych z udziałem autora tej dysertacji i opublikowanych w znanych czasopismach naukowych [140-142]. W podsumowaniu tej dysertacji należy również sformułować wniosek, że potrzebne są dalsze bardziej szczegółowe badania nieliniowych zjawisk fizycznych, które występują w trakcie wyładowań typu PF. W szczególności, należałoby zbadać dokładniej korelacje emisji wąskich pików promieniowania X z emisją impulsowych wiązek szybkich elektronów, a także wiązek wysokoenergetycznych jonów (emitowanych w przeciwnym kierunku). Biorąc pod uwagę, że pewna część przyspieszonych deuteronów wchodzi w reakcje syntezy jądrowej D-D może się okazać pożyteczne również zbadanie korelacji między pikami promieniowania X (czyli pojawianiem się mikrostruktur typu „filaments” i „hot-spots”), a emisją produktów reakcji syntezy, np. szybkich neutronów i protonów. Ze względu na skomplikowany i stochastyczny charakter rozpatrywanych zjawisk nieliniowych istnieje mała szansa, aby udało się szybko opracować dobry trójwymiarowy model teoretyczny, który umożliwiłby komputerowe symulacje tych zjawisk. 92 8. Spis literatury 1. 2. 3. 4. 5. 6. 7. 8. 9. 10. 11. 12. 13. 14. 15. 16. 17. 18. 19. 20. 21. 22. 23. 24. 25. 26. 27. 28. 29. J. G. Linhart: Fizyka plazmy, (WNT, Warszawa, 1963). D. A. Frank-Kamieniecki: Plazma – czwarty stan materii (PWN, Warszawa 1963). A.G. Peeters: The physics of fusion power (Univ. of Warwick, England, 2008). W.F. Kalinin: Termojądrowy reaktor przyszłości (WNT, Warszawa 1968). R.W. Conn, V.A. Chuyanov, N. Inoue and D.R. Sweetman, Sci. Amer. 266 (1992) 75-80. R. Rhodes: Dark Sun: making of the hydrogen bomb (Simon & Schuster, NY 1995). M. Keilhacker, M. Watkins and the JET Team, Europhys. News 29 (1998) 230-231. M.J. Sadowski, Nukleonika 50 (2005) S41-S52. International Fusion Research Council (IFRC), Nuclear Fusion 45 (2005) A1-A28. M.J. Sadowski, Nukleonika 60 (2015) 331-338 H.-S. Bosch, V. Bykov, R. Brakel, P.V. Eeten, J.-H. Gasparotto, H. Grote, T. Klinger et al., Fusion Engin. Design 96-97 (2016) 22-27. S. Atzeni and J. Meyer-ter-Vehn: The physics of inertial fusion (Oxford Univ. Press, 2004). S. Pfalzner. An Introduction to Inertial Confining Fusion (CRC Press, Taylor & Francis Group, London, 2006). O.A. Hurricane, D.A. Callahan, D.T. Casey, P.M. Celiers, C. Cerjan, E.L. Dewald, T.R. Dittrich, T. Doppner, D.E. Hinkel, L.F. Berzak-Hopkins, J.L. Kline, S. Le Pape, T. Ma, A.G. MacPhee, J.L. Milovich, A. Pak, H.-S. Park, P.K. Patel, B.A. Remington, J. D. Salmonson, P.T. Springer and R. Tomamasini, Nature 506 (2014) 343-348. C. Deeney, M.R. Douglas, R.B. Spielman, T.J. Nash, D.L. Peterson, P. L’Eplattenier, G.A. Chandler, J.F. Seamen and K.W. Struve, Phys. Rev. Lett. 81 (1998) 4883-4886. M.J. Sadowski and M. Scholz, Nukleonika 57 (2012) 11-24. W. Wayt Gibbs, Nature 505 (2014) 9-10. D.C. Gates and L.J. Demeter, Bull. APS 15 (1970) 1494. A. Bernard, H. Bruzzone, P. Choi, H. Chuaqui, V. Gribkov, J. Herrera, K. Hirano, A.. Krejci, S. Lee, C. Luo, F. Mezzetti, M. Sadowski, H. Schmidt, K. Ware, C.S. Wong and V. Zoita, J. Moscow Phys. Soc. 8 (1998) 93-170. M.J. Sadowski and M. Scholz, Nukleonika 47 (2002) 31-37. S.A. Slutz and R.A. Vesey, Phys. Rev. Lett. 108 (2012) 025003. J. Marshall, Phys. Fluids 3 (1960) 134-135. N.V. Filippov, T.I. Filippova and V.P. Vinogradov, Nucl. Fusion Suppl. Pt. 2 (1962) 577-583. J.W. Mather, Phys. Fluids 8 (1965) 366-377. M. Scholz, L. Karpinski, M. Paduch, K. Tomaszewski, R. Miklaszewski and A. Szydlowski, Proc. 27th IEEE ICOPS (New Orleans, USA, 2000), Vol. 1, p. 94. M. Scholz, B. Bienkowska, I. Ivanova-Stanik, L. Karpiński, R. Miklaszewski, M. Paduch, W. Stępniewski, K. Tomaszewski and M.J. Sadowski, Czech, J. Phys. 54 Suppl. C (2004) C170-C185. V. Tang, M. L. Adams and B. Rusnak: Dense plasma focus z-pinches for high gradient acceleration, Proc. 36th International Conference on Plasma Science (San Diego, USA, 2009) U. Jaeger and H. Herold, Nucl. Fusion 27 (1987) 407-423. M. Sadowski, J. Żebrowski, E. Rydygier and J. Kuciński, Plasma Phys. Contr. Fusion 30 (1988) 763-769. 93 30. 31. 32. 33. 34. 35. 36. 37. 38. 39. 40. 41. 42. 43. 44. 45. 46. 47. 48. 49. 50. 51. 52. 53. 54. 55. L. Jakubowski, M.J. Sadowski and J. Zebrowski, J. Techn. Physics 38 (1997) 141-150. R. Kwiatkowski, E. Skladnik-Sadowska, K. Malinowski, M. J. Sadowski, K. Czaus, J. Zebrowski, L. Karpinski, M. Paduch, M. Scholz, I. E. Garkusha and P. Kubes, Nukleonika 56 (2011) 119-123. H.R. Griem, Plasma Spectroscopy (McGraw-Hill, New york, 1964). D.R. Zaloga et al., UV-VIS spectroscopy of molecular systems for nano-technology, Proc. 4th German-Polish Summer School (Brandenburg-Poznan, 2009). http://hydrogen.physik.uniwuppertal.de/hyperphysics/hyperphysics/hbase/quantum/xra yc.html https://en.wikipedia.org/wiki/K-alpha#/media/File:Copper_K_Rontgen.png M. Sadowski, E. Składnik-Sadowska, K. Sudlitz and J. Kurzyna, J. Techn. Phys. 17 (1976) 315-333. M.J. Sadowski: Passive diagnostics of charged particles emitted from high-temperature plasma in PF and Tokamak experiments, Proc. 8th Kudowa Summer School, Sept. 2125, 2009 (IPPLM, CD issue, Warsaw 2009). A. Szydłowski, M. Sadowski, T. Czyżewski, M. Jaskóła, A. Korman and I. Fijał, Nucl. Instrum. Methods B 171 (2000) 379-386. E. Składnik-Sadowska, J .Baranowski, M. Milanese, R. Moroso, J. Pouzo, M. Sadowski and J. Żebrowski, Radiat. Measur. 34 (2001) 315-318. R. Kwiatkowski, M.J. Sadowski, E. Składnik-Sadowska, J. Żebrowski, K. Malinowski, K. Czaus and I.E. Garkusha, Nukleonika 57 (2012) 211-214. I. Ishigaki and I. Yoshi, Radiation Physics Chem. 39(6) (1992) 527533. W. Surała, M.J. Sadowski, R. Kwiatkowski, L. Jakubowski and J. Zebrowski, Nukleonika 61 (2016) 161-167. P. Kubes, M. Paduch, B. Cikhardtova, J. Cikhardt, D. Klir, J. Kravarik, K. Rezac, J. Kortanek, E. Zielinska, M. J. Sadowski and K. Tomaszewski, Phys. Plasmas 23 (2016) 112708. L. Bertalot, H. Herold, U. Jager, A. Mozer, T. Oppenlander, M. Sadowski and H. Schmidt, Phys. Letters 79A (1980) 389-392. H. Herold, A. Mozer, M. Sadowski and H. Schmidt, Rev. Sci. Instrum. 52 (1981) 24-26. M. Sadowski, J. Żebrowski, E. Rydygier, H. Herold, U. Jager and H. Schmidt, Phys. Letters 113A (1985) 25-31. R. Kwiatkowski, K. Czaus, M. Paduch, M.J. Sadowski, E. Składnik-Sadowska, D.R. Zaloga, E. Zielinska, and J. Żebrowski, Proc. of SPIE Vol. 9662 (2015) 96622U-1. M. Scholz, B. Bienkowska, I.M. Ivanova-Stanik, L. Karpinski, M. Paduch, W. Stepniewski, E. Zielinska, J. Kravarik, P. Kubes, A. Malinowska, M.J. Sadowski and A. Szydłowski, Russ. Phys. J. 49 (2006) 161-164. V.A. Gribkov, The Abdus Salam International Centre for Theoretical Physics (ICTP) Report No. 2370-3 (Trieste, Italy, 2012). A. Bernard, A. Coudeville, A. Jolas, J. Launspach and J. de Mascurea, Phys. Fluids 18 (1975) 180-194. D. Klir, P. Kubes, M. Paduch, T. Pisarczyk, T. Chodukowski, M. Scholz, Z. Kalinowska, E. Zielinska, B. Bienkowska, J. Hitschfel, S. Jednorog, L. Karpinski, J. Kortanek, J. Kravarik, K. Rezac, I. Ivanova-Stanik and K. Tomaszewski, Appl. Phys. Lett. 98 (2011) 071501. P. Kubes, M. Paduch, J. Cithardt, J. Kortanek, B. Batobolotova, K. Rezac, D. Klir, J. Kravarik, W. Surała, E. Zielinska, M. Scholz, L. Karpinski, and M.J. Sadowski, Phys. Plasmas 21 (2014) 082706. J. M. Massalski: Detekcja promieniowania jądrowego (PWN, warszawa 1959). A. Zanini, F. Fasolo, L. Visca, E. Durisi, M. Perosino, J.R.M. Ammand and K.W. Burn, Phys. Medicine and Biology No. 50 (2005) 4287-4297. A. Malinowska, A. Szydlowski, M.J. Sadowski, J. Zebrowski, M. Scholz, M. Paduch, M. Jaskola and A. Korman, Radiat. Measur. 43 Suppl. (2008) S295-S298. 94 56. 57. 58. 59. 60. 61. 62. 63. 64. 65. 66. 67. 68. 69. 70. 71. 72. 73. 74. 75. 76. 77. 78. K. Malinowski, E. Składnik-Sadowska, M.J. Sadowski, A. Szydłowski, K. Czaus, R. Kwiatkowski, D. Załoga, M. Paduch and E. Zielinska, Rev. Sci. Instrum. 86 (2015) 013502. L. Michel, K.H. Schonbach and H. Fisher, Appl. Phys. Lett. 24 (1974) 57-59. L. Bertalot, R. Deutsch, H. Herold, U. Jäger, H. J. Kaeppeler, A. Mozer, T. Oppenländer, B. Rückle, M. Sadowski, P. Schilling, and H. Schmidt, Plasma Phys. Contr. Nucl. Fusion Res. 2 (1980) 177-185. H. Herold, L. Bertalot, K. Hirano, U. Jaeger, H.J. Kaeppeler, M. Sadowski, H. Schmidt, R. Schmidt, M. Shakhatre, A. Shyam, G. Boecle, K. Matt, N. Wentzel, R. Wolf, R. Baetzner, H. Hinsch and K. Huebner, Nucl. Fusion Suppl. Vol. 2 (1985) 579-590. A. Jerzykiewicz, M. Bielik, L. Jakubowski, Z. Jankowicz, K. Kocięcka, J. Kuciński, E. Rydygier, M. Sadowski, J. Żebrowski, M. Borowiecki, S. Czekaj, S. Denus, A. Kasperczuk, M. Paduch, T. Pisarczyk and W. Skrzeczanowski, Nucl. Fusion Suppl. Vol. 2 (1985) 591-598. H. Herold, A. Jerzykiewicz, M. Sadowski, and H. Schmidt, Nucl. Fusion 29 (1989) 12551269. M. Sadowski, Proc. IEEE Intern. Conf. on Plasma Sci. (San Diego 1997), Invited 3E0607. M. Scholz, B. Bienkowska, M. Borowiecki, I. Ivanova-Stanik, L. Karpinski, W. Stępniewski, M. Paduch, K. Tomaszewski, M.J. Sadowski, A. Szydłowski, P. Kubes and J. Kravarik, Nukleonika 51 (2006) 79-84. J. Żebrowski: Badania emisji promieniowania korpuskularnego i rentgeno-wskiego z wyładowań typu Plasma-Focus, Praca doktorska (IPJ, Otwock-Świerk 2006). F. Castillo, J. Herrera, I. Camboa, J. Rangel, J.I. Gonzarri and G. Esoinosa, J. Appl. Phys. 101 (2007) 013303. L. Soto, C. Pavez, A. Tarifeno, J. Moreno and F. Veloso, Plasma Sources Sci. Technol. 19 (2010) 055017. M. Scholz, L. Karpinski, V. Krauz, P. Kubes, M. Paduch and M.J. Sadowski, Nukleonika 57 (2012) 183-188. P. Kubes, D. Klir, M. Paduch, T. Pisarczyk, M. Scholz, T. Chodukowski, Z. Kalinowska, K. Rezac, J. Kravarik, J. Hitschfel, J. Kortanek, B. Bienkowska, I. Ivanova-Stanik, L. Karpinski, M.J. Sadowski, K. Tomaszewski and E. Zielinska, IEEE Trans. Plasma Sci. 40 (2012) 1075-1081. M. Scholz: Plasma-Focus and controlled nuclear fusion, Monografia (IFJ PAN, Krakow, 2014). M. Paduch: The Diagnostic Problems at Implementation of Plasma Focus Technique in Material and Environmental Sciences, Ph.D. Thesis (Tallinn University, Tallinn 2009). P. Kubes, M. Paduch, T. Pisarczyk, M. Scholz, T. Chodukowski, D. Klir, J. Kravarik, K. Rezac, I. Ivanova-Stanik, L. Karpiński, K. Tomaszewski and E. Zielińska, IEEE Trans. Plasma Sci. 37 (2009) 2191-2196. E. Zielinska, M. Paduch and M. Scholz, Contrib. Plasma Phys. 51 (2011) 279-283. M. Sadowski. H. Herold, H. Schmidt and M. Shakhatre, Phys. Lett. A 105 (1984) 117123. J.S. Brzosko, V. Nardi, J.R. Brzosko and D. Goldstein, Phys. Lett. A 192 (1994) 250257. P. Kubes, M. Paduch, T. Pisarczyk, M. Scholz, T. Chodukowski, D. Klir, J. Kravarik, K. Rezac, I. Ivanova-Stanik, L. Karpinski, M.J. Sadowski, K. Tomaszewski and E. Zielinska, IEEE Trans. Plasma Sci. 39 (2011) 562-568. A. Bernard, G. Cezari, A. Coudeville, A. Jolas, J. de Mascureau and J.P. Watteau, Plasma Phys. Control. Nucl. Fusion Research. Vol. 1 (1971) 553-560. M.J. Sadowski, Badania gorącej plazmy I perspektywy energetyki jądrowej, Wyklad, Konwersatorium NCBJ w dniu 18 lutego 2016. V.A. Gribkov, R. Miklaszewski, M. Paduch, E. Zielinska, M. Chernyshova, T. Pisarczyk, V.N. Pimenov, E.V. Demina, J. Niemela, M.-L. Crespo, A. Cicuttin, K. Tomaszewski, 95 79. 80. 81. 82. 83. 84. 85. 86. 87. 88. 89. 90. 91. 92. 93. 94. 95. 96. 97. 98. 99. 100. 101. 102. 103. 104. M.J. Sadowski, E. Składnik-Sadowska, K. Pytel, A. Zawadka, G. Giannini, F. Longo, A. Tabalo and S.E. Ulyanenko, J. Phys. Conf. Ser. Vol. 591 (2015) 012020. P. Kubes, J. Kravarik, P. Barvir, D. Klir, M. Scholz, M. Paduch, K. Tomaszewski, I. Ivanova-Stanik, B. Bienkowska, L. Karpinski, L. Jucha, J. Krasa, M.J. Sadowski, E. Składnik-Sadowska, L. Jakubowski, A. Szydłowski, A. Malinowska, K. Malinowski, H. Schmidt and A. Tsarenko, AIP Conf. Proc. Vol. 812 (2006) 233-236. A. Mozer, M. Sadowski, H. Herold and H. Schmidt, J. Appl. Phys. 53 (1982) 2959-2964. L. Jakubowski, M. Sadowski and J. Zebrowski, Nuclear Fusion 41 (2001) 755-759. R. Kwiatkowski, E. Składnik-Sadowska, K. Malinowski, M.J. Sadowski, K. Czaus, J. Żebrowski and I. E. Garkusha, Nukleonika 57 (2012) 67-74. R. Kwiatkowski, K. Czaus, E. Skladnik-Sadowska, D. R. Zaloga, M. Paduch and E. Zielinska, Nukleonika 60 (2015) 297-302. L. Jakubowski, M. Sadowski and E.O. Baronova, Proc. ICPP'96 Intern. Conf. on Plasma Phys. (Nagoya, Japan, 1996) Part 2, pp. 1326-1329. L. Jakubowski and M.J. Sadowski, Braz. J. Phys. 32 (2002) 187-192. R. Kwiatkowski: Analiza wyników najnowszych pomiarów jonów, elektronów i promieniowania widzialnego plazmy w układach PF-360 i PF-1000, Praca doktorska (NCBJ, Świerk 2014). V.P. Dyachenko and V.S. Imshennik, Sov. Phys. JETP 29 (1969) 947-952. D.E. Potter, Phys. Fluids 14 (1971) 1911-1924. S. Lee: A plasma focus model yielding trajectory and structure, in Radiation in Plasmas (Ed. B. McNamara, World Scientific, 1984) pp. 967-977. M. Sadowski, R. Miklaszewski, M. Scholz and W. Stępniewski, Proc. Nat. Symp. PLASMA’93, Studies and Applications of Plasma (Warsaw 1993) pp. 133-136. A. Pasternak and M. Sadowski, J. Techn. Phys. 39, Spec. Suppl. (1998) 45-49. M. Scholz, W. Stępniewski, B. Bienkowska, I. Ivanova-Stanik, R. Miklaszewski, M. Paduch, M.J. Sadowski and K. Tomaszewski, AIP Conf. Proc. 812 (2006) 57-63. R. Miklaszewski: Scaling of the thermonuclear neutron yield, Proc. ICDMP-2006 Workshop (IPPLM, Warsaw, 2006) M. Scholz and M.J. Sadowski, Proc. 6th Intern. Workshop and Summer School “Towards Fusion Energy – Plasma Physics, Diagnostics and Spin-offs (Kudowa Zdroj 2006) pp. 722-761. M. Akel, Sh. Al-Hawat and S. Lee, J. Fusion Energy 28 (2009) 355-363. A. Schmidt, V. Tang and D. Welch, Phys. Rev. Lett. 109 (2012) 205003. M.J. Sadowski, Eco-Atom Nr. 11 (2013) 47-70. J. Appelt, J. Nowikowski, M. Sadowski and S. Ugniewski, Proc. 7th Eur. Conf. on Control. Fusion and Plasma Phys. (Lausanne, Switzerland, 1975) Vol. I, p.60. S. Kaliski, J. Baranowski, M. Borowiecki, S. Denus, M. Gryziński, K. Jach, A. Jerzykiewicz, M. Kielesiński, S. Kowalski, J. Kubicki, Z. Kurzyński, J. Nowikowski, P. Parys, T. Rusinowicz, M. Sadowski, J. Wawer, J. Wolski and J. Wołowski, J. Techn. Phys. 16 (1975) 387-401. S. Denus, S. Kaliski, A. Kasperczuk, S. Kowalski, L. Pokora, M. Sadowski and Z. Wereszczyński, J. Techn. Phys. 18 (1977) 381-394. A. Kasperczuk: Badanie interferometryczne procesów powstawania I rozpadu sznura plazmowego w urządzeniu Plasma-Focus PF-150, Praca doktorska (WAT, Warszawa, 1984). A. Jerzykiewicz, M. Bielik, Z. Jankowicz, K. Kocięcka, L. Kocinski, J. Kucinski, B. Lipinski, M. Sadowski, J. Witkowski, W. Wyszynski, M. Borowiecki, S. Czekaj, S. Denus and W. Skrzeczanowski, Proc. 11th EC CFPP (Aachen, Germany, 1983) Pt. I, pp. 485-488. A. Jerzykiewicz, S. Brandt, K. Kocięcka, W. Nawrot, L. Jakubowski, J. Baranowski, M. Sadowski, E. Składnik-Sadowska, A. Szydłowski and J. Żebrowski, Plasma Phys. Contr. Nucl. Fusion Res. 2 (1988) 737-741. S. Czekaj, A. Kasperczuk, R. Miklaszewski, M. Paduch, T. Pisarczyk and Z. Wereszczynski, Plasma Phys. Control. Fusion 31 (1989) 587-594. 96 105. M. Sadowski, J. Zebrowski and E.M. Al-Mashhadani, AIP Conf. Proc. Vol. 299 (1994) 244-250. 106. L. Jakubowski, M. Sadowski, E.O. Baronova and V.V. Vikhrev, AIP Conf. Proc. Vol. 409 (1997) 443-447. 107. L. Karpinski, M. Scholz, W. Stepniewski, A. Szydlowski, A.V. Branitski, M.V. Fedulov, S.F. Medovschikov, S. Nedoseev, V.P. Smirnov and M.V. Zurin, AIP Conf. Proc. Vol. 409 (1997) 169-174. 108. M. Scholz, R. Miklaszewski, V. Gribkov and F. Mezzetti, Nukleonika 45 (2000) 155-158. 109. L. Jakubowski and M .Sadowski, Proc. 22nd EPS Conf. on CFPP (Bournemouth 1995) Part II, p.161-164. 110. J. Żebrowski, M.J. Sadowski, K. Czaus, Czech. J. Phys. Vol. 54, No. 6 (2004) 643 111. J. Zebrowski, M.J. Sadowski and L. Jakubowski, Czech. J. Phys. 54, Suppl. C (2004) C256-C263. 112. E. Składnik-Sadowska, P. Kubes, K. Malinowski, M.J. Sadowski, M. Scholz and A.V. Tsarenko, AIP Conf. Proc. Vol. 808 (2006) 203-206. 113. M. Scholz, M. Paduch, K. Tomaszewski, W. Stepniewski, B. Bieńkowska, I. IvanovaStanik, L. Karpinski, R. Miklaszewski, M.J. Sadowski, L. Jakubowski, E. SkładnikSadowska, A. Szydłowski, A. Malinowska, P. Kubes, J. Kravarik, P. Barvir, D. Klir, A. Tsarenko and H. Schmidt, AIP Conf. Proc. Vol. 808 (2006) 207-210. 114. J. Żebrowski, M.J. Sadowski and L. Jakubowski, AIP Conf. Proc. Vol. 812 (2006) 229232. 115. P. Kubes, J. Kravarik,, D. Klir, K. Rezac, E. Litseva, M. Scholz, M. Paduch, I. IvanovaStanik, B. Bienkowska, L. Karpinski, M.J. Sadowski, H. Schmidt and K. Tomaszewski, AIP Conf. Proc. Vol. 996 (2008) 83-88. 116. M.J. Sadowski and M. Scholz, Plasma Sources Sci. Technol. 17 (2008) 024001. 117. E. Składnik-Sadowska, K. Malinowski, M.J. Sadowski, M. Kubkowska, K. Jakubowska, M. Paduch, M. Scholz, I.E. Garkusha, M. Ladygina and V.I. Tereshin, Contrib. Plasma Phys. 51 (2010) 288 -292. 118. V. I. Krauz, K. N. Mitrofanov, M. Scholz, V.V. Myalton, M. Paduch, E.V. Grabovskii, L. Karpinski, V.S. Koidan, V.P. Vinogradov, Yu.V. Vinogradova and E. Zielinska, Nukleonika 57 (2012) 201-204. 119. P. Kubes, D. Klir, J. Kravarik, K. Rezac, M. Paduch, T. Pisarczyk, M. Scholz, T. Chodukowski, B. Bienkowska, I. Ivanova-Stanik, L. Karpinski, M.J. Sadowski, K. Tomaszewski and E. Zielinska, IEEE Trans. Plasma Sci. 40 (2012) 481-486. 120. E. Skladnik-Sadowska, R. Kwiatkowski, K. Malinowski, M.J. Sadowski, J. Żebrowski, M. Kubkowska, M. Paduch, M. Scholz, V.A.Gribkov, I.E. Garkusha, M.S. Ladygina and A.K. Marchenko, Probl. Atom. Sci. Technol. Ser. Plasma Phys.No. 1(83) (2013) 279283. 121. P. Kubes, M. Paduch, J. Cikhardt, J. Kortanek, B. Cikhartova, K. Rezac, D. Klir, J. Kravarik and E. Zielinska, Phys. Plasmas 21 (2014) 122706. 122. M.S. Ladygina, E. Skladnik-Sadowska, D.R. Zaloga, K. Malinowski, M.J. Sadowski, M. Kubkowska, E. Kowalska-Strzeciwilk, M. Paduch, E. Zielinska, R. Miklaszewski, I.E. Garkusha and V. A. Gribkov, Nukleonika 60 (2015) 293-296. 123. W. Surała, M. J. Sadowski, M. Paduch, E. Zielinska and K. Tomaszewski, Nukleonika 60 (2015) 303-308. 124. M.J. Sadowski, M. Paduch, E. Składnik-Sadowska, W. Surała, D. Załoga, R. Miklaszewski, E. Zielinska and K. Tomaszewski, Plasma Sources Sci. Technol. 24 (2015) 055003. 125. P. Kubes, M. Paduch, J. Cikhardt, B. Cikhardtova, K. Rezac, D. Klir, J. Kravarik, J. Kortanek and E. Zielinska, Phys. Plasmas 22 (2015) 062705. 126. M.M. Milanese, J.J. Niedbalski and R.L. Moroso, IEEE Trans Plasma Sci. 35 (2007) 808-812. 127. L. Soto, C. Pavez, F. Castillo, F. Veloso, J. Moreno and S.K.H. Auluck, Phys. Plasmas 21 (2014) 072702. 128. P. Silva and M. Favre M, J. Phys. D: Appl. Phys. 35 (2002) 2543 97 129. W. Surała: Badania wiązek elektronowych i promieniowania rentgenowskiego w układach typu Plasma-Focus, Praca doktorska (NCBJ, Swierk 2016). 130. E.J. Lerner, Proc. 5th Symposium Current Trends in IFR (Washington, DC, 2003), arxiv.org/physics/0401126 131. K. Malinowski, E. Skladnik-Sadowska, M.J. Sadowski, A. Szydłowski, K. Czaus, R. Kwiatkowski, D. Zaloga, M. Paduch and E. Zielinska, Rev. Sci. Instrum. 86 (2015) 013502. 132. D.R. Zaloga, E. Skladnik-Sadowska, M. Kubkowska, M. Ladygina, K. Malinowski, R. Kwiatkowski, M.J. Sadowski, M. Paduch, E. Zielinska and V.A. Makhlaj, Nukleonika 60 (2014) p. 309-314. 133. M.S. Ladygina, E. Skladnik-Sadowska, R. Kwiatkowski, K. Malinowski, M.J. Sadowski, D. Zaloga, J. Zebrowski, M. Kubkowska, M. Paduch, M. Scholz, E. Zielinska, I.E. Garkusha and V.A. Makhlaj, Probl. Atom. Sci. Technol., Series Plasma Phys. 95 (2015) 114-117. 134. E. Skladnik-Sadowska, S.A. Dan’ko, R. Kwiatkowski, M.J. Sadowski, D.R. Zaloga, M. Paduch, E. Zielinska, A.M. Kharrasov and V.I. Krauz, Phys. Plasmas 23 (2016) 122902. 135. M.S. Ladygina, E. Skladnik-Sadowska, D.R. Zaloga, K. Malinowski, M.J. Sadowski, M. Kubkowska, E. Kowalska-Strzeciwilk, M. Paduch, E. Zielinska, R. Miklaszewski, I.E. Garkusha and V.A. Gribkov, Nukleonika 60 (2015) 293-296. 136. E. Skladnik-Sadowska, R. Kwiatkowski, K. Malinowski, M.J. Sadowski, K. Czaus, D. Zaloga, J. Zebrowski, K. Nowakowska-Langier, M. Kubkowska, M. Paduch, M. Scholz, E. Zielinska, M.S. Ladygina, I.E. Garkusha, V.A. Gribkov, E.V. Demina, S.A. Maslyaev and V.N. Pimenov, Probl. Atom. Sci. Technol., Series Plasma Phys. 94 (2014) 72-75. 137. M.S. Ladygina, E. Skladnik-Sadowska, D.R. Zaloga, M.J. Sadowski, M Kubkowska, E. Kowalska-Strzeciwilk, N. Krawczyk, M. Paduch, R. Miklaszewski and I.E. Garkusha, Nukleonika 61 (2016) 149-153. 138. D.R. Zaloga, R. Kwiatkowski, E. Składnik-Sadowska, M.J. Sadowski and K. Nowakowska-Langier, Nukleonika 61 (2016) 179-183. 139. P. Kubes, M. Paduch, B. Cikhardtova, J. Cikhardt, D. Klir, J. Kravarik, K. Rezac, E. Zielinska, M.J. Sadowski and K. Tomaszewski, Phys. Plasmas 23 (2016) 062702. 140. M.J. Sadowski, M. Paduch, E. Skladnik-Sadowska, W. Surala, D. Zaloga, R. Miklaszewski, E. Zielinska and K. Tomaszewski, Plasma Sources Sci. Technol. 24 (2015) 055003. 141. E. Skladnik-Sadowska, D. Zaloga, M.J. Sadowski, R. Kwiatkowski, K. Malinowski, R. Miklaszewski, M. Paduch, W. Surala, E. Zielinska and K. Tomaszewski, Plasma Phys. Control. Fusion 58 (2016) 095003. 142. E. Skladnik-Sadowska, M.J. Sadowski, K. Malinowski, W. Surala, D. Zaloga, M. Paduch, E. Zielinska and K. Tomaszewski, Probl. Atom. Sci. Technol., Ser. Plasma Phys. 106 (2016) 112-116. 143. W. Rogowski and W. Steinhaus, Archiv für Elektrotechnik 1 (1912) 141-150. 144. GRAMS 32 Spectroscopy Software; http://www.gramssuite.com/ 145. P. Kubes, M. Paduch, T. Pisarczyk, M. Scholz, D. Klir, J. Kravarik, K. Rezac, T. Chodukowski, I. Ivanova-stanik, L. Karpinski, E. Zielinska, K. Tomaszewski and M.J. Sadowski, IEEE Trans. Plasma Sci. 38 (2010) 672-679. 146. K. Tomaszewski, Raport ACS-TM-OZ-120210-PL (ACS Sp. z o.o., Warszawa 2010). 147. K. Tomaszewski, R. Miklaszewski, A. Kasperczyk, M. Paduch, T. Pisarczyk and M. Scholz, Czech. J. Phys. Vol. 52, Suppl. D (2002) D133. 148. E. Składnik-Sadowska, R. Kwiatkowski, K. Malinowski, M.J. Sadowski, J. Żebrowski, M. Kubkowska, M. Paduch, M. Scholz, V.A. Gribkov, I.E. Garkusha, M.S. Ladygina, V.A. Makhlay, and A.K. Marchenko, Proc. Intern. Seminar „Actual Problems of Plasma Physics” (IPP KIPT, Kharkov, 2013). 149. OriginLab Software; http:// http://www.originlab.com/ 150. Elton R C, NRL Report 6738 (Washigton, DC, 1969). 151. W.L. Harries, NASA-CR-1132500 Final Technical Report (Old Dominion Univ. Research Found, Norfolk, Virginia, 1974) p. 39. 98
