螺旋型天線螺旋波等離子體特性研究

2022-03-30 01:34:20陳建軍葉宗標芶富均

四川大學學報(自然科學版) 2022年2期

付唯，湯棟，陳建軍，陳波, 葉宗標，芶富均，張坤

(1. 成都大學機械工程學院，成都 610106； 2. 四川大學原子核科學技術研究所，成都 610064)

中性束注入(Neutral Beam Injector，NBI)被公認是受控核聚變堆芯等離子體的有效加熱方式之一，也是國際受控熱核聚變堆(International Thermonuclear Experimental Reactor，ITER)主要的輔助加熱方式之一[1-4]. 中性束可以由正離子和負離子產生，但在高能量(> 200 keV)，正氫離子的中性化效率幾乎為零. 而對于H-離子束，利用常規氣體中性化在NBI系統中，中性化效率僅為60%[5]. 上世紀 90年代，Melchert 等[6]推算出等離子體靶中可獲得 80%以上的中性化效率. 未來的大型磁約束聚變堆需要的中性束能量在1 MeV以上，因此基于負離子源的中性束注入系統(N-NBI)是未來磁約束核聚變堆的必然選擇.

Hanada等[5]在2004年報道了氫等離子體和氬等離子體對能量為200 keV 的負氫離子的中性化過程. 他們采用熱陰極弧放電方式(40 kW)產生的氫等離子體密度為1017～1018m-3，電離度為10%左右，中性化效率為65%，并發現中性化效率隨著電離度升高而升高[5]. 由此，作為高電離、高密度的螺旋波等離子體在中性化加熱中擁有巨大發展潛力. 螺旋波等離子體的放電是一種比較適合氣體電離的高效放電方式，Boswell[7]在實驗上實現了接近100%的氣體電離效率.

前期國內外的研究工作主要集中于螺旋波等離子體的產生及其高電離效率的機制探究. Lehane等[8]首先在等離子體中發現了螺旋波. Boswell等[9-13]指出通過千瓦級射頻源產生的螺旋波可以激發高密度的等離子體. Chen[14, 15]首先提出朗道阻尼效應是螺旋波等離子體中波與電子產生能量交換的機理，并通過試驗診斷和數值模擬兩種方式研究了螺旋波等離子體的放電特性，揭示了螺旋波等離子體源電磁波的傳播規律；Cho等[16]通過數值模擬手段研究了螺旋波等離子體中的電磁場以及等離子體吸收功率密度的空間分布. 對于高密度螺旋波等離子體中性束加熱，目前國內外的研究工作主要集中在小型離子源，其空間尺度較小，低氣壓下放電存在模式轉換和密度不穩定現象. 螺旋波等離子體超強電離效率的產生機制至今仍不明確. 同時國內外將螺旋波等離子體用于高能離子中性化方面的研究報道較少. 因此有必要開展螺旋波等離子激發和參數掃描等相關研究工作，為利用螺旋波中性化加熱奠定基礎.

本文采用螺旋型天線螺旋波天線進行非軸對稱射頻能量耦合，自主搭建了高密度Ar螺旋波等離子體源裝置，并對相關等離子體參數進行特性診斷. 與Nagoya III型天線和Boswell型天線相比，本文使用大幅提升了電子密度的螺旋型天線[17]，為探尋高密度H2螺旋波等離子體的產生機理提供了有關依據.

2 實驗

射頻等離子體源通過外部天線的射頻電流產生交變電磁場，電磁場能量加速電子，電離中性氣體產生等離子體；螺旋波可以傳播到等離子體內部，使波能量被等離子體吸收，加強電離.

圖1 離子源裝置示意圖Fig.1 Schematic diagram of ion source device

螺旋波等離子體實驗裝置如圖 1 所示，螺旋波等離子體源由電離腔室、射頻天線、磁場構成. 電離腔室由圓柱體石英玻璃管(R=40 mm，L=20 cm)構成，徑向電流密度Jr(R)=0. 射頻天線采用右手螺旋天線(Shoji Antenna，m=1)；采用永磁體產生磁場，其主要作用是約束電子、抑制電子徑向運動與器壁中和、并為螺旋波的傳播提供軸向均勻磁場. 背景真空度達 1×10-5Pa. 等離子體放電過程中真空度為帕量級. 選用頻率為13.56 MHz，最大輸出功率 2000 W 的射頻源作為驅動. 功率傳輸使用無氧純銅銅帶，射頻源的輸出端連接阻抗匹配器，經過匹配器將射頻功率傳輸到螺旋天線端口用于激勵等離子體. 通過調節匹配的電容可將反射功率降為0，使耦合到螺旋天線端口的功率達到最大.

2.1 天線及天線長度計算

螺旋波屬于哨聲波系列. 對于絕緣介質為邊界、R為半徑的放電管中產生的m= 1螺旋波[徑向電流密度Jr(R)= 0或螺旋波角向電場分Eθ(R)= 0],有如下關系成立[17]：

mkJm(k⊥R)+kzJ,m(k⊥R)=0

(1)

(2)

其中

(3)

k是波矢的大小，k⊥和kz分別是波矢的徑向和軸向分量；e為電子電荷量;ne為電子密度;B為磁場強度；μ0為真空磁導率.Jm為m階第一類貝塞爾函數；J’m代表貝塞爾函數的導數；m為不同方位角模式. 再根據色散關系和式(1)～式(3)得到螺旋波波長：

(4)

由此可知，螺旋波波長與磁場強度，等離子體半徑，電子密度，射頻頻率等有關. 根據實驗參數：磁場B=0.065 T，頻率f=13.56 MHz，等離子體半徑等于20 cm，計算得到波長λz=6.53 cm. 根據螺旋波波長和和天線能量耦合的關系式：

(5)

即la=λz/2, 3λz/2, 5λz/2…時耦合最強.kz= 0,2π/la, 4π/la, …對應la= ∞,λz, 2λz, …時耦合最弱.la(天線長度)取半波長奇數倍時，耦合效率最佳[15]，即取3/2倍波長得la≈9.8 cm.

圖2 右手螺旋型天線示意圖

圖2是右手螺旋型天線示意圖. 其端部采用銀焊，厚度1 mm.

2.2 磁場

軸線磁場由5個內徑為56 mm，外徑為100 mm的永磁體構成，借助COMSOL5.4工具軟件對磁場(源區)分布進行模擬，結果如圖3所示. 圖4展示徑向不同半徑位置軸向磁場強度分布(r=0 代表中心軸向磁場強度)：

圖3可以看出永磁鐵在天線纏繞放電腔室覆蓋的區域內磁場分布較為均勻，磁力線基本都同一個方向；從圖4看出磁場分布沿徑向變化不大，可以滿足螺旋波對磁場的要求，天線區域磁場強度大約為0.065 T左右.

2.3 探針

探針診斷等離子體溫度和密度技術是一種侵略式診斷技術，本文采用雙探針來診斷等離子體. 雙探針診斷系統由三大部分組成: 鎢針、直流掃描電源和計算機. 實驗中在放電腔室下端15 cm中心位置處安裝一固定Langmuir探針的法蘭，用于探針徑向空間的測量，探針后連接探針測試系統及計算機. 探針端部暴露出的鎢絲長為5.78 mm，半徑為0.25 mm，剩余部分封裝在陶瓷細管內，使其與等離子體分開.

圖3 磁場分布圖

圖4 不同徑向/軸向磁場強度分布

3 實驗與討論

本文以Ar為工質氣體、在磁場強度為0.065 T的條件下，對等離子體進行診斷，研究氣壓對等離子體特性的影響和在1.0 Pa下等離子體密度的徑向分布. 首先, 螺旋波等離子體的放電模式由較低電子密度的容性耦合(CCP)模式轉變到較高電子密度的電感耦合(ICP)模式, 隨后轉變到高電子密度的螺旋波放電(HWP)模式. “E模式(CCP)”到“H模式(ICP)”轉變[18]. 在E模式下，放電主要由靜電場進行驅動，此時的電子密度較低、發光強度低. 隨著射頻功率的增加，感生電磁場的強度不斷增強，電子密度逐漸上升. 在H模式下，隨著功率的增加，電磁波在等離子體內部傳播或者沿著等離子體表面傳播，最終被等離子體吸收，使電子密度和電離率得到提高；在輸出的射頻功率較低時，等離子體中的Ar原子中性粒子退激為主要退激方式并發射紫光，隨著射頻功率增加，螺旋波沿軸向傳遞能量和TG波沿徑向傳遞能量占據主導地位，使得等離子體逐漸變成以Ar離子退激占主導地位并發射藍光，因此等離子體顏色由粉變紫.在整個實驗過程中，射頻功率由0 W增加到100 W時(設備輸出功率最小100 W)，等離子體顏色迅速從粉變紫. 因此只有ICP模式和HWP模式下對應的等離子體放電直觀圖，沒有CCP模式下的直觀圖. “H模式(ICP)”到“W模式(HWP)”的轉變，等離子體由紫變藍，光強繼續加強. 因此模式的轉換是由于粒子吸收能量機制的轉變，且伴隨著等離子體放電狀態(顏色)轉變(如圖5所示).

(a) H模式 (b) W模式圖5 模式轉變圖Fig.5 Pattern transition diagram

3.1 等離子體特性影響

用射頻朗繆爾探針對等離子體進行診斷，當氣流量為32 sccm時，氣壓為1.0 Pa，磁場強度為0.065 T，等離子體密度隨功率變化如圖6所示. 可以看出電子密度僅僅發生了一次“躍遷”(350～500 W)，發生了H模式到W模式的轉變，明顯觀察到功率參數增加到400 W的過程中等離子體出現閃爍，穩定后等離子體羽流區域呈“藍色核心”.同時，電子密度數量級發生“躍遷”，在螺旋波模式下，測量區域電子密度在1018m-3數量級. 電子溫度在2.7～3.9 eV范圍內波動，當達到螺旋波放電模式時，電子在螺旋波的作用下大面積地撞擊并電離中性粒子，在提升了等離子體電離率的同時，電子也失去了相應的能量，因此電子溫度大幅度降低.

在射頻功率區間為100～350 W范圍內，H模式下，電子密度緩慢上升，且電子溫度在2.9～3.4 eV之間波動. 當功率加到400 W時，電子密度躍遷到1018m-3數量級，同時伴隨著電子溫度的迅速下降，當射頻功率持續增加，電子密度增長緩慢，電子溫度總體呈上升趨勢.

在反射功率為0 W的條件下，隨著射頻功率的增加，等離子體吸收的能量隨之增加，用于電離的能量增加緩慢，射頻功率以加熱電子的方式將能量傳輸給等離子體.

圖6 (a) 等離子體密度圖(1.0 Pa); (b) 等離子體電子溫度圖Fig.6 (a) Plasma density (1.0 Pa); (b) plasma electron temperature

固定外加磁場下，研究不同工作壓力下向螺旋波模式的轉變. 當磁場固定，壓力參數為0.4～1.0 Pa (1.2 Pa超出了分子泵維持真空的最大工作極限，所以沒有診斷1.2 Pa下的等離子體特性)，螺旋模躍遷功率降低，如圖7所示.

圖7 在不同氣壓下電子密度躍遷圖(0.4～1.0 Pa)

工質氣體的壓力對模式轉換主要與碰撞頻率有關. 圖7表明等離子體密度隨氣體壓強的增強而減小, 是因為射頻等離子體的電離率和碰撞頻率和電場強度有關. 在電場強度不變的前提下，在一定壓強范圍內，等離子體電離率隨碰撞頻率的增大呈先增大后減小的趨勢[19]. 可能是因為在磁場與電場耦合作用下，導致等離子體電離率隨碰撞頻率的增大而減小，所以在0.4～1.0 Pa范圍內，等離子體密度呈遞減狀態. 在射頻功率為1000 W，壓強為0.4 Pa的條件下，等離子體密度約為1.8×1018m-3，壓強升高到1.0 Pa，等離子體密度下降到1.5×1018m-3. 在壓強0.4 Pa，射頻功率為600 W的條件下，等離子體吸收能量的模式由“H模式”轉換為“W模式”，等離子體密度上升到1.2×1018m-3，氣壓增加到1.0 Pa時，等離子體模式的轉換發生在射頻功率為400 W的條件下，等離子體密度上升到1.4×1018m-3. 值得注意的是，氣體壓強由0.4 Pa增大到1.0 Pa，H-W模式轉換時的射頻功率閾值從600 W減小到400 W，過渡區電子密度約為1.4×1018m-3. 在低氣壓時(0.4 Pa)被碰撞電離的中性原子已經達到相對飽和的狀態，碰撞電離已經達到極限. 當氣壓增大時，中性原子得到補充，更多的Ar原子被碰撞，加大了碰撞截面，加速電離.

3.2 徑向分布

為研究螺旋波等離子體源羽流區域等離子體參數的空間分布，將探針沿測試徑向探入羽流區域的中心位置. 由于器壁位置(Z=15 cm,r=0.2 cm)測不到等離子體密度，因此將距等離子體源下端15 cm，器壁0.2 cm的位置作為測試起點(Z=15 cm，r=0.2cm). 從此點開始，將探針以步徑2 mm逐漸向中心移動，測量等離子體密度的徑向分布.圖8和圖9展示了徑向等離子體在中心處電子密度最大. 在1.0 Pa下，700 W的功率下等離子體在中心處的電子密度達到1.3×1018m-3；維持功率在700 W，氣壓被調到0.8 Pa時，等離子體中心密度則達到1.4×1018m-3；向中心靠近，等離子體密度呈上升趨勢. 當功率為100 W和300 W時，等離子體呈現H模式，其電子密度沿徑向上升緩慢；而當功率為500 W和700 W時，等離子體呈現W模式，其電子密度上升幅度較大. 原因是在W模式下，離開放電腔室后，高密度的電子向四周擴散，形成一定的發散角，因此電子密度急劇下降. 總之，在H模式下，等離子體密度徑向分布均勻，螺旋波等離子體源羽流區域在 W 放電模式下的等離子體密度整體遠高于H放電模式下的等離子體密度，且在 W 放電模式下，電子主要集中在放電腔室中心區域. 電子溫度在2.4～4.2 eV間波動，中心區域電子溫度比腔室壁區域電子溫度要高，最多高出1 eV.