/ ' ' ' - w T />b

INSTITUTE OF PLASMA PHYSICS CZECHOSLOVAK ACADEMY OF SCIENCES

13 th CZECHOSLOVAK SEMINAR ON PLASMA PHYSICS AND TECHNOLOGY

LIBLICE, M a y 13 to 15, 1 9 8 5

IPPCZ - 253 September 1985

RESEARCH REPORT

POD VODÁRENSKOU VĚŽÍ 4, .8069 PRAGUE) 8 CZECHOSLOVAKIA

13 th CZECHOSLOVAK SEMINAR ON

PLASMA PHYSICS AND TECHNOLOGY

LIBLICE, May 13 to 15. 1985

IPPCZ 253 September 198S

Vytisklo tJstrední informační středisko nro jaderný program \';ikl?i 180 výtisku

091 04

THE PHYSICS OP THE LOW-TEMPERATURE PLASMA III CZECHOSLOVAKIA

J. Kracik

Czech Technical University, Prague

Czechoslovak plasma physics came into existence on the background

of the world development of the plasma physics in the early fiftieth and

sixtieth. In 1S53 was founded in the Czechoslovak Academy of the Sciences

the Department of the Plasma Physics the head of wiiich was appointed

Or. L. Pekárek. The wave and oscillating processes in the non-isothermic

plasma have been studied both theoretically and experimentally. Presented

theory of the ionisation waves together with their clasification reached

the world priority.

At the faculty of the Mathematics and Physics of the Charles' Uni­

versity was in 1954 founded the Department of Electronics and Vacuum

physics the head of which is prof. Šícha. The main attention in this

department was devoted to the microwave probing of the plasma by t:.- toro­

idal resonator. This technique has been later on usod for study of the

ionisetion waves. In the seventieth is studied the modification of the

distribution function and the plasma delay.

At the end of the fiftieth the plasma physics problems began to the

studied at the Department of Physics of the Faculty of Electrical

Engineering in Prague. The attention is denoted to the nonstabilities i:.

the discharge which is polluted by the vapours of fhe organic materials

(it was a question of the "thread" discharge which La quoated in the

world text-books).

Later on have been studied the problems of the electromagnetic

acceleration of the plasma clusters in the different accelerators. These

apparatures have to serve ae a fundamental elements o:' the future thermo­

nuclear reactors and for the study of the plasma clusters. It was founi

so called renonance acceleration which In present in us'.-rt in practice.

These works helped also to the development of the теа;;и:-1п.;; í;rid experi­mental technique of the hi/;h-voI ťi/;u short-lir.e ;,,• осс^-о:;.

At the Department of i'hyoic:; of the r»j>l.-i':•• :-,i';.--.j •••:>\ v/ '.'•.,.',: i:: :'.;•.••..> prof. Irunece!' fituriietl rj-.roru -ЦсЫ.ч.';<• ÍWKÍ I;j'.ov 'Л ť1" \p>. 1 l<:;< !. j.o:i • Л' ;,;.".

JxL-rh-frequency disciiarge on the activation of surfaces and creation of

ti,e thin films.

The probléme of arc radiation from its area and its diagnostics are

treated by assistent professor Grces at the Department of Physics in VUT

in Brno.

At the siime time the elementary processes and chemical reactions in

plasma, the creation and the dynamic of negative ions in plasma are studied

by prof. Vei3 at the Department of Physics of the Komenský University in

Bratislava. Also in this laboratory is emphasised the practical application

of the theoretical results (for example etciiing for microelectronics,

destroying of the wood mass, amelioration of the properties of the car

sparking-plugs etc.).

January the first 1959 was a day of a foundation cf the Institute cf

the Plasma Pliysics of the Czechoslovak Academy of Sciences the programme

of which '.vas the fundamental research and the research of tiie circular

accelerators of electrons.(injection into the magnetic field, interaction

with strong high-frequency field etc.). This institute was charged by the

coordination of the works in the thermonuclear research in Czechoslovakia.

Later on it was created the Department of tne Applied plasma physic;; in

which have been studied the problems of the plasma interaction with the

solid state (deposition of thin fii.-:s by the plasmatic sputtering cf the

target) and the problems of the plasmatically activated chemical reactions

in gases. At present days this department i3 part of the Institute of

Physics. Department of the plasma technologies in the Institute of the

Р1азта Physics deals with the research of the nigh-power generators 3taci-lised by water which are used for different technological processes. Finály in 1964 in the Institute of Physics began to work powerful iodine

laser system.

The development of the physics of tne ionization waves plays the

important role in the Czechoslovak plasma piiycics. The properties of

these waves have been studied experimentally in both-molecular and inert

gases, the waves have beer, clarified (there have been found new types

of v/Lves, the existence of whicr, have been until that time unknown from

о-her continuous media - tnut is cross wave; and the forward-backward wave). Vr-:m th-езе results the dispersion curve has been fcind. The new ^рргопеп

to the theory permitted the unification of tne description of the backward

and forward ionisation waves and the determination of the correlation of

these waves with the phenomenon of the standing periodical structure. As

for the theoretical description of these waves at first the hydrodynanical

approximation has been used and than has been used the kinetic theory

with a great member of equations for different particles. It has been

shown that the important role in these phenomenons play the particles in

the non-stable states. The agreement between the theoretical description

and the experimental results lias been excellent so that can be said that

Czechoslovakia has gained in this area the v/orld priority, ihese results

have been obtained both in the Institute of Physics and in the Department

of Blectronics and Vacuum Electronics of Charles University.

Modification of the properties of the surfaces and the creation of the

thin fil"^ is other interesting area of the plasma physics. At first

favorable properties of the non-isothermic discharge were used for the

modification of the textile filament surfaces by the high-frequency and

by the dark discharge, then for the sterilisation of the medical

(especially chirurgical) instruments, for the creation of thin polyr.eric

protection layers (for example on the optical materials) and for the

development of polymeric surfaces for hydrometric probes. These works

have been carried out in Brno and Bratislava.

The high frequency discharge ha3 been also used for the creation of

the oxide and nitride surfaces and for the activation of nitrogen for the

creation of the siliconenitrid surfaces.

For the deposition of the metal and alloy thin films on the metal,

b^miconductor and dielectric substrates have been in the Institute of

Plasma Physics used the planar magnetrons with the cylindrical target

with a radius from 30 till IOC mm and with the rectangular target

100 x 300 mm.

Finally it has been developped the technology of the wear resistant

surfaces, wear re3Í3tant surface with the increanorl chemical stability and

the heat resistant surfaces created by spraying of the powder materials

by water cooled plasma generators.

And nov/ I snould .like to ;uvj n I'f.v •.vords ah ui, !.he '.'uljy пУ \,lr\nr*i

physics, In thin context 1 should li!'.'.1 to quo!.- ,. •... ,,- .,,.. •<••• ',;,••:

Radontsev: It can be expected that in 1995 by the common effort of several

brotherly countries will be realized experimental thermonuclear fusion

reactor on tne base of which it will be possible to construct the thermo­

nuclear power-station. It can be therefore expected that this new,

powerful and inexhaustible source of energy will begin to serve to the

humanity at the end or on the begining of the next century. On the other

hand thia will stimulate the development of the low temperature plasma

physics on the base of which will be approved the technologies not only

fcr the future thermonuclear industry but also the teclb-o.lo ;ie3 lanair.- to

the higher effectivness of all national economy.

"П

е

P i g . 2

L Z

• T i l T ' i i " - •' " • - ' -

- 1Л -

NONLINEAR PLASLiAS - EXPERIMENTAL RESEARCH

K. GÍinther, H. Hess and R. Radtke GDR Academy cf Sciences

Central Institute of Electron Physics, Berlin

A review is given on experimental work on nonideal plasmas. After an

introduction into this more recent field of plasma physics, methods are

described to generate nonideal plasmas and some typical devices are shown.

A presentation of the main experimental results Í3 followed by a discussion

of the state of the art in comparison with theoretical work. Finally, the

predicted plasma phase transition is mentioned and recent experimental and

theoretical results on it are critically discussed.

The following conclusions are given:

- Nonideal plasma research is of importance from a basic-research point

of view as well as from technological aspects.

- Concerning thermodynamics, theory is well developed. Its verification

by experiment, however, is very difficult.

- The theory of the transport properties has made a great progress in the

last years. Now the experiment has to go on.

- The radiation properties are less well studied than the transport

properties. The few experiments are not sufficient to establish the

assumed effects. The theory up to now is insufficient for being a ,-;uide

for further experiments.

- Plasma phase transitions are not found in experiment till now. Further

theoretical work is necessary.

- Without discussing diagnostic methods in detail, it has to be said that

the future success in nonideal plasma research will depend - at least

in part - on an improvement of this methods.

Г)

AIí ANALYTICAL APPROXIMATION OP THE INTERNAL 2NERGY

OP A GNE-COKPGiíiSNT PLASSklA

V. Láartišovitš

Institute of Physics and Biophysics, Копепзку-University, Bratislava

A plasma is supposed to be consisting of positive and negative particles of diameter D and charge t úr . The particles form a one-component

р1азта, when positive charged particles with the same temperature T are it**- ^

embedded in a uniform background of/opposite charge. In this paper no quantum effects are taken into consideration.

The electrostatic field in the vicinity of the test particle with a charge f <> is described by Poisson's equation

«"•*"••?['-«*(-#)] where

им is the electrostatic potential at a distance f , fl the

averaged number density of charged particles of one species, k Boltzmann's constant and e the permittivity of free space. The respective boundary conditions are U s 0 at /•-»<», and dU Idr - -alkTtLD at Г *D ,

The charge density term on the right side of Poisson's equation can be approximated by a value fltyli for a.U /AT » 4 and by in the opposite case, where is the Debye length. Then two analytic solutions of this equation can be obtained

Here Г =s a. represents a point where both analytic solutions are to be matched for U ( U , U to calculafce the integration constans J& , С , and a value of &• . After some rearrangement?) we get

fit • [/•*//£* (v I £)']"'- •,

where A/^ i s the nu ťoer of charged p a r t i c l e s contained in a volume of a Debye sphere.

Che in te rna l energy per charged p a r t i c l e i s given as a difference between the e lec t ros ta t i c energies for the screened and Coulomb po t en t i a l :

W-f[U(D)-Uem}u,ů*re Ucm*tH*£J> . Рог one-component plasma an approximate value can be obtained

w-Ar[(D/i)z/2- (f/t)(1 + f,/2i)]/2 .

The dimenaionless in te rna l energy per ion W JkT is p lot ted in Pig. 1 for Ъ-D as a function of the dimensionless parameter r=f/ kTl£r0 kT, where £ *(ЗА 1Г ti)'1* i s the ionsphere ('.Vigner-

-SeitE) radius . Г i s related to /Vp through N^ » Ц(ЗГ)'/г

These r e su l t s are compared with the !Jonte Carlo data [ i ] repre euted by the broken l i n e .

REFERENCES

[ l ] J. P. Hansen: Phys. Rev. A8 (1973), 30y6

- . L. řollocic, J. p . Hansen: Phys. Rev. A8 (1973), 31 ю

100 я

гг 10

1

л

.01

•

*

* У

—

- т - т 1 1—--чЛТ • 0.7бГ fm

ýf у D - 0 / У

^

/ /

' -т/Ы • 0 . б / 5 Р 3 / 2

_1 i , . 1 t ,. Л 10 100

I ;ifi. 1

IV

MODELLING OP 5HANSVERSE-PL0V7 COg-Ng-DISCHAHGfiS

К. В. Va len t in i

Akademie der V/issenschaften der DDR, Phys ika l i sch-Technisches I n s t i t u t . .

DDR 6900 Jena , Helmholtzweg 4

Usin^ a s i m p l i f i e d model of a t r ansve r se - f low COp-^ fd i s charge, <

Щ00Л t he e l e c t r o n d e n s i t y , <•!* c o n c e n t r a t i o n of nega t ive i o n s , t h e f c h a r a l t e -

r i s t i c a ^ / t h e tempera ture , i№§ p res su re^ -and jjki v e l o c i t y of the gas « • £

« • • • В Л М М й ф a re c a l c u l a t e d * сч\^«1 ' t U t > к ^ ^ Ц «f H*«- clAtoLo^y.

1 .

Many papers report about investigations of transverse-flow discharges in large volumes at mean pressures used for molecular gas lasers (e.g. /1/ -- ill). Up to now, however, in these discharges various phenomena are not fully understood. We treate a simplified, one-dimensional, two electrode model with planar geometry in a mixture of H2 and C0„ and take into account

the ionization by electron impacts, the electron attachment, the dissoziative recombination, and the mutual neutra­lization of positive and negative ions In t-o-body encounters. In the direction of the gas flow for all the species the same mean velocity v is assumed.

ihe equations of continuity for the electrons and the negative ions read

(d ldx)Nev^Ne A/n(Sni-Sa) - Ne N+ Sd , ( i )

whe

(d/dx)N_\/x*NeNn$a- N_N+Sr , (?) r e N0 , /r, » N t N - a r e the d e n s i t i e s of the e l e c t r o n s , the

w T — 77 nega t ive i o n s , the p o s i t i v e ions and the си-иыв, *->~; f и _ , и j , v ^ э atoms, Sflj , S& , S^, br

the r e a c t i o n r a t e s of the i o n i z a t i o n , the a t tachment , the d i s s o z i a t i v e

recombinat ion and the mutual n e u t r a l i z a t i o n . The condi t ion of q u a 3 i n c u t r u l i t y

leads to # + a /V e + /V_ • Replacing V^ d /dx by A? = Vд Ш,

and i n t r o d u c i n g e< /fi/n • Sn( JVe3L , a !Nn ~ £ j v e x we ob ta in

N_ INe » i ve& a/Mn)/(Sr N+ !Nn + Ps Nn) (3)

N& /JVn=(M+ INn)/(l+JI/e ltin : •

Purther L / ^ í L ^ / ^ follows for the current density i^ ,

where £. is the elementary charge and V~ the electron drift velocity.

Wá use approximation oC /Mn=ň^ • вХр ('Ъ^/(fO E^ ÍNn ) ) ,

where £ is the electric field intensity and the various A and 3 are

constants chooeen suitably.

It is known that e< increases much more steeply than a if E _ /Л^_ is increased. A self-sustained discharge can exist if N У 0 » i.e.,

oi > Д< . Results are given in the figures 1....4, where I CD J • I Л ы г ,

í'-1ř •Sr35j are assumed, oC and a are taken from /8/, and <7 • V^INpci

is used as Parameter.

Ю E,fN„ Ivcm'l

10* 5 0 е 5 С*" S t * 5 0 л

я*е,'». IVem']

= = r : —

/ / / / у'

-"""

/ /

/1 /

^тя 1лт\

» " 5 В* 5 В* i в " i «Г"

Pig i f

. 1,2: The characteristic, i.e., ^м'^п as function of 1м, I Né

$.a 1.10'*ст4л'* i g=0 1. iO'* Z W4 (Dan, S>d = 1.lO'\ $=0, IfO "' (2).

ft and

• \ :

s

«г7

5

V*

5

v*

w

7 / \

j./N.IAcml V í t * 5 W" 5 V*

Pig- 3 : A e /V n i n dependence

on ÍiINn ( e e e fí8« 1» 2 )»

r'ig. 4: Л / / 1 ^ a s funct ion of

0(3), HZ), 2(1).Sd=110'' lo'.p = 0(S), Kb).

3. Рог the gas flow the equation of continuity, the equation of notion

ала the energy balance read

dir Nn7n-0 ,

Nnhivn -^rad)Vn • grad pn - 01

Nnvnjrad(Mv*/2 *h)=W

(4)

(5)

(6)

v/here И denotes the mass of a molecule, fn the pressure, Ifi the temperature, h* Cp к Тп the enthalpy and Cp the specific heat at constant pressure. The power density W = f i л , £л> causes the heating of the gas, where П is the heating coefficient with ^ < / . It is easily seen that W increases steeply as EM IN~ is increased. Further, rot E - 0 and div i г 0 hold.

The eq. (4) leads to Л/п /пх a» const. Supposing ^ « { кTn(0)/

I rt) *ll from ( 4 ) . . . . ( 6 ) p к const and

d$n/ds = e/ep (7)

foiioW, „herc en= Tn (x) I Tn lo) , i»wui/su(o) , s*x itj and /_ = О (0)V-,JO)JW(0) . Using *й =* 0.Г and takins into T i ft «Л V account £- = const, then an approximated analytical integration yields

w£ • ex/o (-Gwn) = exp (-G)l(1- &lsf ) (8)

«here Wh = Nn (X) /УУЯ (ff), £ - М'"£^ /(££ lNn ) and $ « Ср /С According to (6) the discharge i s s téble i f X 4. So. • iy . "his sive3

X/J0)/Jtrn (0) vnx (0) <c Cp 10*/^ ? a Ы Supposing, for example, Tn iO) - 300 К , V = W I fa ,

Vnx (0) = JO'mi'1', W=3Wcm~s and &.f0 , cp*Z.5 then N Í0) -10*cm* » / f s emaná So, = 0.2.F follow. The results

of а noře exact numerical integration are shown in the Pig. b»

0 01 02 03 s

Pii*. 5: в plot ted versus 5

4.

In these discharges various kinds of i n s t a b i l i t i e s can occur ( o . j .

/ 9 / . . . / 1 3 / ) . Probably, the thermal i n s t a b i l i t i e s are nost important. We

perform an analysis of small per turbat ions.

we add the time dependent terms on the le f t hand aides in U ) . . . . ( 6 ) ,

take into account the thermal conductivity X » use as няня!. Nn U)'Nno*tťn (l),Wr\ « \HJ , N^Hn1- expli (it?- ml )) , LO = LUf, * ILO^ and corresponding statements for the other variables, ihe

dispersion relation yields a perturbation owimmin.'j with the flow, i.e.

as equation for the amplification rate U3^ . Here are l£ 3 %¥" % ТЯя /tf ) i / " " £ « '^к » /? " *#/^*#^к » г = 6IHCy and tfK the specific heat constant volume. It can be seen that the terns constaining the thermal conductivity are important only at small wave length Л where Л " 2 JÍ /К . Introducing as characteristic wave lengths

we ob t a in

*i = (t/vt)(i-ii/£) л « л, , (12)

I t i s lM: У О Я >/L» The a m p l i f i c a t i o n r a t e ha3 a maximum

W£m = i/V/ i n the range / Ц < A < A 4 . As example i n

at ir=1mf) 1стг, Л^ЗОет. and а/ /л = J. /. 40* c'1 result. The well-lmovm condi t ion of s t a b i l i t y 11Шj ~> de iVnx l e ads

to

jb*JkTn. Г****'*-**'**? (13)

which corresponds t o ( 9 ) . One can c a l c u l a t e t h a t N > /V ho lds

nea r t h i s s t a b i l i t y l i m i t . Up to now, however, a f u l l unders tand ing og the

c o n c r i c t i o n of such discharges does not e x i s t .

REFERENCES

/ V A. J . De Kar ia i In " P r i n c i p l e s of Laser Plasmas" (ed . G. B e k e f i ) , John

Wiley and Sons 1576, p .316-368

[2] A. A. Vedenov: "Physics of gas d i scharge COp l a s e r s " ( R u s e . ) ,

2nergoi3dat , Mrskau 1982

f3] H. Jacoby: Porschungsber lcht DFVLR-PB 83-06, I n s t i t u t f u r Technische

Physik S t u t t g a r t , 1983

/ V H« Hugel: Laser und Optoelekt ronik Г£ (1585) 21-27

[Ъ] S. o . Vorontsov, A. I . Ivanchenko e t a l . j J . t echn . Phys« (U'ooH) 4J,

(1577) 2287

/ Б / л . Armadil lo , A.o. Kaye: J . I hys . U:Appl. Phya. J J (1rj80) 321-38

/ V S» Ono. 3 , T e i i : J . Phya. J :Appl . Phya. j j , (1'jC4) 195Í;

/%7 L. J . Deneu, J . i). Lov;ire: Лръ1. .Chya. joettern «£3 (1973) 13Ь

/%/ Ť;. A. Ilaas: ř n y s . ..ev. n £ С1973) 1Ы7

/"1С/ >7. L. líighart: a s / 1 / p.125-137

/ l | / Ju . 3 . Akischev;, A. F . ! íupartowitsch e t a l . : P i z . Ыалп^ J0_ (15ď4) 3t1

[\ij A. I*, ^-kinxe e t a l . : P i z . řlasi^y ^H. Í1W4) 627

/1Д/ R. Bruzzese QZ a l . : J . řhysi/i. 4J. (1580) C5-363

THSORY Oř TKS POSITIVE СОШьШ IN A TiiAIiSVKRSii MAGNETIC PI2LD

H. B. Valentini Physikalisch-Technisches Institut der Aďď der DUR

DDR 6900 Jena, Helraholtzweg 4

The influence of a transverse magnetic field on the phenomena in a positive column is theoretically investigated. Using a simplified model the deaaity profile of the charge carriers and their drift velocity to the wall are calculated. It is shown that <he axial electric field intensity and j£beti the electron temperature slightly increase $>{ <the tranverse magnetic

field is increased. Рог such a column aa existence condition is derived.

1. Introduction and basic equations

Up to now, only relatively few papers concern with the positive column in a transverse rcagnutic field /1/.../6/. The theory /1/.../5/does not explain the experimental results /6/ concerning the increase of the axial electric field intensity £ * and of the electron temperature T& as the

transverse nagnetic field is increased. Recently, in /7/ it was shown

that a transverse magnetic field increases the efficiency of argon ion

lasers.

Here the positive column under diffusion conditions is treated. The

plasma is assumed as quasineutrsl and as homogeneous in the axial

direction. Using a Cartesian system of coordinates the magnetic induction

is fti*'en by В =(0 ,Ъи, 0) and the density of the electric current oy

For tiie electrons and for the ions the equation of continuity reads

where N. is the number density, V, the drift velocity and t?n • the ionization frequency. The index J»£ (l denotes the electrons of the

ions, respectively, faking into account N^ - Nj . Vej = Vjj

with 4'* X , *L vie obtain r-.z equation of r.otion

k(Te t TiU^rad Nh = r^\ íh - MPC Nv , j=x,y <"•>

//here the index f i s dropped, unci

where ^ = - fg , i/y • V; and tt~ tllflOeil , b = 2 I h ú£ and

JL =e.NÍV- — l ^ - ) hold. Here 7^ , 7 j denote the temperature

cf the electrons and cf the хопз, respect ively, fic the co l l i s ion

frequency bef.veea ior.s arid a tons , Pefl the fiequency of e l e s t i c co l l i s ions

between electrons and atoms, к the Boltzmann constant, €. the posi t ive

eienentary cl-arge and 17L the electron mass, further, i t i s H = //-- /2 with the ion mass iff . Prcra ( 1 ) . . . 0 )

д / / * д д Э*///Эу* * Z. ^ / ^ x • /rtlT = 0 (4) follows where Л is tne Laplace operator, fl. = еВл,/М Q j fie~ &^Я'П^еп>

the coefficient of the or.hipoiar diffusion, up to new, the зесопа tem in (4) was not taken into account. '.Ve restrict the investigations on a planar and suppose о l д/Ц - 0 .

2. The density profile of the charge carriers and their drift vclociy tovjards the -.vail

The density profile of the charre carriers is calculated oy '.i.\:',:Yz.AiikĚ

/1/ for a planar model.

Here, I Give the results in a little other form. The r.i ipiar.t- is taxen at X *0 , t:.e walls at X = ±d. Introducing V0 =(k(Te + T^)/M)

1»ve/«?„,. , A*Lf-/SiК £j*. . * » **r'm (1 +/>eft) lthni

and S = x/1 / W=NlNm fV * Vx/vo , ''here Л/^ i s the rraxitiur. of ".he electron density, v/e ootain

dzwld*z + Adw/dx *• Bv-0 (5) Using .;.€• boundary conditions W ( í Í— ) * 0 with &-,~ dli ihen -J

wd) - ř i W 2etp((£n-*)A/2)cos(D"*s) v6)

resu l ta , .v.'.ere 7) s В - Й /7 and

Im*-L'V2arc ty(fil2D1'z) ;,.-.e ceor-jincte of /V^, .L.o. If ÍSm) " Í . Moreover, fror. n ) # . . U )

(7)

и - (Di/2/E) é^(Df/2s) -A/2B (ь)

follows. It is easily seen that the flux density УУ«,/л Wv of charged particles towards the walls is different at S = + S and 5 » - S . The anbipolar drift velocity towards the walls has a zero at £ = а в , where S0 = - Sft hold. It should be possible to measure the distance

so~*m * w h e r e So ~*m ňlD^B» if Л « # . A self-sustained discharge demands D > 0 .

3. The electron temperature

Prom (6) and the boundary conditions D S„,= f / 2 follows. 2 2 2 This leads to and further

Nndf-(rLJ2)v0(SniSeťk »>

(10)

where N» i s the neutraf gas d e n s i t y , &n:~ &ffi INn » «JU = l?c /W^

and -

If <7 < "Í then /g is higher owing to the transverse magnetic field.

'4

д*_ У < 0 leads to ? . . . . . . i *

or

4. The longitudinal electric field intensity

The energy balance Л,л E^m ™en У^е^ая

ил*глЗт)£лшЩГ€Щ1б- (12) where 6T'eN(te*4-) and W^ = 4 (т1м)к (Те - Tn ) 0en . ?rom (12) £ " » £" with Елр •» И^л / ď fo l lows in the plane in

which Vx • 0 h o l d s . To obtain a constant C^we in tegrate ( 1 2 ) ,

mult ipl ied by , about the column. We use

vx. -(DA/<(-N) dNIdx-/з,-/ie Ej«3} ( i3 ) with ^ • it/3.-flgsaxa get

r- r *b E-^-XP* . ( 1 4 )

If I g ^ ' n nná because of £ g » У i then Е-. - 2vo Ir± fo l lows .

Inserl im; th i s reault in to (11) and (К..) ле obtain

f - ( 1 + fie fit1-л/*К>) = *ÍX{1-{*-<) U K)'k ( 1 5 )

and can see that increasing Л increases 7g i f óL > ^ K where

cif -HOj.- 1**$»* Ь-oIds. q > 0 i s necessary. This gives

as existence condition.

Purthemore, tne Hall voltage becomes

U0*2d -v,BfU* =2f7ex-v.l2Qni , от) where / is the axial component of the electron drift velocity averaged across the column.

5. Pinal remarks

The critical parameter Л* increases steeply with increasing 7^ If ^ ^ j a small transverse magnetic field intensity already increases Te

Talcing into consideration the inertia of the ions calculations nay be extended up to the free-fall region. In this case the boundary coditicns at the walls are V (* £w) - - i . One obtains w(t Sw) > 0

and W(ěw) ф w{-Sw)

Por a coiurm having a rectangular cross section and the walls at X - t d and M, s Í Л the solution of (4) can be easily found as

well. Using a separation aneatz and the boundary conditions N\d,tUs) —

Ы(х.И)л0 we obtain

instead of (1С) or (13).

(18)

Additional effects occur if the transverse ir.acr.etic field only act3 on a part of the coiurcn or if the wall is conductible.

REPSHEliCtíS

/ V ТЬ.» Wasserrab: Z. Ka tu r fo r sch 2a (1547) 575

/ 2 / L. Bectanan: P r o č . Phys . Soc . £ l (1948) 515

/ V Jí. Danders: Z. angew. Phys . £ (1957) 223

A / *• *i« Anderson: Phys . F l u i d s 1 (1964) 1517

/ У G. Seker , H. Kanne: Phys . F l u i d s 2 (1964) 1834

/ 6 / £ . OSE, L . t io thhard t : A r b e i t s t a g . " P h y s i k u . Teclinik des Plasmas",

Karl-Marx-Stadt (DDR) 1 4 . - 1 8 . 10 . 74, Tagungsband S . 141

[l] T. Goto, I . Hayashi , S . Kobayashi, T. Kamiyaj I n t e r n á t . Conf. on Lasers

84, 3an Franc isco 2 6 . - 3 0 . 1 1 . 84

^BRIiií1 CILiRÁCTuRISTIC OP ?KE PRODUCTS OP S i C l 4 PYROLYGIo/

III THE NITRCG2:; - HYDRO G2i; PLAG^A / /

P. Taras / '

\ I n s t i t u t e cf Plasma Phys ics , i r ague v -4

\ li. 3 a r t u š k a , Р . Svoooáa V

I n s t i t u t e of Chenical Technology, P r a^ i e

The a i n of the p resen ted work ;ius t o s tudy t i * behaviour of о : CI .

i n the n i t r o g e n and n i t r o g e n - hydrogen plasma genera ted in a d . c . plasma

to rch a t a tmorpher ic ргезвиге . i'"or t h i s purpose , a small toi'ch with а

рогоиз-wai l a r c channel was developed. Hydrogen ( i f any) was in t roduced

iri tc ' he porous-v;ali s e c t i o n , the l i q u i d 3£C1, was sprayed with n i t r ogen

i n t o the plasma flowing out i ron tfc,e anode n o z z l e .

The t y p i c a l plasma source parameters v/ere: U = 200 - 240 V, I = 120 / •

the average a r c ien^t r . apDroxii.ia:•'".//iu tjur.. The t y p i c a l -us flown v/ere: /

nitro.ven - 15C mmole/sec, nydro,-en/- 40 m o l e / s e c when u3ed) , ;3i31, - К

runole/sec. / /

The continuous chemical a n a l y s i s i evo .y 13 несолон) of the ;;яг:есиы

products of the ь ю з т а с"; eti^cal r e a c t i o n s v<as performed ау me&na cť the

Bai;;ers quadrupole ~дзя safceirometer wi.:G 511. \

íi\:i product s a r i p i e / were co l l e c t ed fror. ;,:.Й .Z :-;ri\:il CS-S CXCGJ. p l r ao

charged on +4kV with / í s p e c c Lo the p a r a l l e l reicr<:rice\v.'ire e l e c t r o d e .

The i n f r a r e d 3pectrat of these sanp les were talcen up on the SHiCORL 75 IR

in s t rumen t , usinqAt tnir : l aye r t echn ique . The x- ray J t r u c t ú r a ! a n a l y s i s

was performed Ъ/ B r a ^ - B r e n t a n o focusing method on the .ii.ja:;u-->e:il:i

dev ice , with Cii lamp.

Tne p y ř o i y t i c products r : e p a r e d in the n i t r ogen рхззла ^-; / p u r i t y )

exhib i ••.ed/crystal] i c s t r u c t u r e In v/hic*. cric;to:;r.ii ' i- г;;--аг<> ' . м r e v e a l e d .

оспе оГ/ti .c s e l e c t i v e reflection.'.; couj.d no a sc r ibed to •-.; d i c i l i c i c a c i d ,

'•'iniviis :'.r.'i 'f.:;'i.ren'.:;.' ;::*onor. ou.'ir,:; the santiio пгепмra t ion .

\

/ the planar process chamber used for depositing of i-G filmjS the

rf ро\»ег\(27 MHz, 1 kW) is applied to the pair of carbon electrodes. The upper wate3\ cooled electrode is biased in the range of -200 to -1000 V and the bottojn electrode, on which the substrates to be coated is biased in the range oř -50 to -300 V. The diamond.-like carbon films were prepared by hybrid procesá\ involving bias sputtering and plasma cracking of pure GgHg under widely different discharge conditions. This resulted in films with amorphous but alfo with polycrystalic structure. The electron diffraction patterns show that the file, is made of very fine particles and diamond microcrystals whose size is about 20-50 nm are observable on the ТЕЫ images. Several i-C films were removed from the substrates and examined by transmission electron microscopy and by electron diffraction in detail.

Amorphous Bií films v/ere prepared in a barrel plasma reactor using PSCVD at moderate substrate temperatures aiid variable partial pressures

of а З2'^6 + ^ 3 + ^ + H2 Gas nixture* 'Thfe structure, optical and electrical properties of the deposited films were investigated. The work reported here was undertaken to investigate the possibility of depositing 3i; films properties on Si and graphiAe substrates. To achieve the best B3 film the ргосевз parameters havjé to be optiaized correspondingly. A change in the film characteristic during deposition wa3 observed at high deposition rates ( 300 qtn/mln) and high deposition temperatures ( > 400° C). The index of ref/action of Bří films was''determined in the ran^e 1,54 - 2,97. Hardness/was measured in the interval from 160 to 556 Hv.

/

(

J0IÍPRES3I0H OF PLASM IK МОЖ OF С0ЛХ1А1 GUI*

Jozef Kravárik, Pavel Kubeš Bicctx-otechnical faculty Czech Technical University Praha

The slow compression of current sheath is studied in front of 2 kJ

blather syce of coaxial gun in 100 Pa of air.

The diagnostic was made by Michelson interferometer with Q-switched

ruby laser. The time interval of the compression is C.6us, the maximum

of velocity 2.2xU; ms~ for radius 0.3 era. The number of accelerated

particles in compression increases in the first halftime from 2x10 to

17 8x10 '. The aduited ions are accelerated from the back part of current

sheath. In the final time of compression the number of particles decreases

17

and the maximum ov compression contain 3x10 particles. The electron

density increases from 2x10 •* to 6x10 4 particles in m . I.aximur. of

compression has diameter 0.2 cm and length 2 cm.

The theoretical model of compression is based on the dynamic z-pinch.

In this contribution the electric field intensity is calculated (in the

time of compression is constant 1:7x10 Vm ' ) , the ma nei-ic force and

the kinetic energy for 1 accelerated particle is calculated too. In energy

balance the thermal electromagnetic radiation and Joule heating are included

for adiabatic and isotermic model. The compari3sion of theoretical and

experimental values shows tiiat the adiabatic model for the intensive

termal radiation and the isotermic model for small value of kinetic

pressure is not convenient and the temperature development of compressed

plasma is estimated. The starting value 2x10 К is increasing in the first halftime of compression to 4.1x10 л and decreases in second half-time to value 2.8x10 К in the time of maximum of compression.

- 31 -

THE OPTICAL INVESTIGATIONS О? TK3 BRSAKDGWi: lHASo IT. THE DPP DISCHARGE

U. Borov/iecki, 3. Czekaj, 3. Denus, V/. Koziarkiewicz, <Y. Skrzeczanov/ski, H, Socha, К. Tomaszewski, I:, Zadrozny

3. Kaliaki Institute of Plasma Physics and Laser Lli его fusion 00-908 Warsaw 49, P.o.b. 49, POLAND

1. Introduction

The plasma-focus device (DPP) produces a dense and hot plasma with a relatively short lifetime, which is an intense source of neutrons generated from the d-d reactions. The mo3t essentia 1 elements of such a plasma focus device are: a coaxial structure of two electrodes separated by an insulator and located in an experimental chamber filled with a gas (usually deuterium at a pressure of a few Tr) and a condenser*bank as stored energy зоигсе. When a bank is connected to the electrode system there occurs a breakdown in the gas along the insulator and the bank is thus discharged. The produced plasma layer is then accelerated in the axial direction and compressed over the axis of the plasma-fo^us device in front of the inner electrode forming thu3 a dense plasma filament called focus.

It should be noted teat the breakdown and current sheath build-up have been little studied it, comparison with the subsequent phases of the ?? discharge. Deeper interest in the study of the early stages has appeared after it had been found out, that the current ÍOBÍJ .viong the insulator had

strongly reduced the neutron yield |1»2j .

This work presents some interesting results of our investigations

aimed at the determination of influence of the breech geometry (insuiator-

-electrodes configuration) as well as the working gao filling pressure

on the time development of the di.Kohrr.•;-• ir. the crarly stagey. , nc ^esu3tn

obtained arc expected \.o point out tr.c bent breech configuration v/iL!.

respect to maximum neutron yield.

í. Jxperimo.ital set-up

'''he measurements de."cT"i::ed i:i Ui:: -m;•'.: .vo;,f' о-:.-"т:о-: очъ or. Гло :'?'-'/.'•>

device ( £ , - / 2 . 3 kJ , Ue»3SkV , p*1-b Tr 7>л , Imax *

f* 300 кй , 7* V* = 2.ÍMSJ ,see řig. 1 Гз] . breech configurations, as shown in Fit;. 2 were used. The early phases of the PP-20 device disc^r^e were investigated by r.eans of fast frame and streak cameras, spectroscopy, magnetic prober, and electro technical methods. Fi£. 3 shows the scheme

of the experimental set-up. The employed diagnostic methods are described

in detail elsewhere J4J • In this work only optical measurements nade Ъу raeam of fas- streak and frame cameras are presented,

3. Past frar.ie and streak photography of early discharge pJiasee

Investigations nade by neans cf a fast fvarae canera showed that the tine development of tr.e breakdown and the curre-.it sheath build-up phages were subject to substantia.' variations after the breech configuration had been modified. Li the case of 1,7? i'r pressure (assumed to be the optimal one because of the maximum neutron yield and it3 best repeatability) the effects characteristic for both above mentioned discharge phases can be presented as follows:

- from 0 to 40 ns (time t — 0 - the be; min,- of the rise time с Г Inter-electrode voltage pulse) there appears a bright e.riin,.; of Lhe insulator face as v/ell as of a part of a part of cylindrical insulator surfo.ee. After IOC ns the optical density of tne .j-liiinj discharge alon(- the insula to •-surfacc rapidly increases. After 3?G ns there appears a raaial rmd axial motion of the current sheath. The optical density of the radial discharge decreases. The phenomena described above r.ro forescuwd in ?i;-;. 4.

By comparing the character of znc disciiar^e in the sario tine (about 400 ne) for the non-modified device with the 'levice with odjc insert and basing of Refs. ft),6J one «an state that the "doni" sta,;e, duriji .v-J oh the fixed sheath remains in the insulator vicinity, ecaentialy shortens after modification of the breech confiiOiraticn. The sheath notion towards r and :: becomes more uniform. i';r;.herr-ore, conditions for the ,:iidinr, uiaohav.--,-improve in result of a considerable reduction of insulator .1.елг/.,л so well as of the introduction of the ed^e insert.

The breakdown phase ana the becinnin»- cf acceleration phase were investigated also by means of Ino K3K-1 streak camera Г l \ "ync time behaviour i:f those discharge p'uiir.cz io shown in ?i,;;» J, which includes o se. Les of streak pho to ;rar;hb of moving plasma sheath in z-t coordinates Made for three different fii.J.ir.j pressures. The sheath has a low, out continuously .'acre:.is i.n.

velocity at the beginning °i i-s motion. Some ЗСС-ЗОО us ufter the plasma sheath motion begins, the shock v.ave appears in front of the plasna sheath (a bright, separated, luminous front of constant slope) which moves with a constant velocity amounting to 3.10 cm/s dependent on the filling pressure only. After about (0,8-1 JUS) the shock wave is overtaken by the plasma sheath and their fronts join one another.

Fig. 6 shews the dependence of axial velocity at the early acceleration phase upon the filling pressure. One should note that the initial velocity decreased after modification of the breech configuration by several tens percent. This effect seems to be comprehensible in the light of a distinct shortening of the breakdown phase observed on frame photographs. This shortening causes an earlier start of the acceleration phase, when the plasma current is lower than that for the PP-20 device without edge insert, which leads in turn to a decrease of the initial velocity. The better dischar­ge homogeneity and more quiet beginning of acceleration in this case suggest arising of nore advantageous conditions for the current flow through the moving plasma during the next discharge phase.

£l] С Gourlan et al., Proc. 8th Zurop. Conf. on Contr. Pus. and PI. Pnya. Prague 1977, Vol. II, p.247

[2] T. Oppenlander et al., Plasma Phys. JJ£. 107b (1977)

3J 0. Antonoviitz et al., 3ull. de l'Acad. Polonaise des Sciencies, Serie

dea Gciencies techniques, Vol. XJCVI, 11, p. 189 (1576)

[4] M. Borowiecki et al., 1РР1Л.' Report bf 3/83/94 [5] A. Donges et nl., Phys. Lett., J_6A, Ií!° Vi°t391 (1960) [б] H. Krompholz et al., Phys. Lett, Д л if 4, 264/1980 [7] I.U Borowiecki et al., IPPL1.I Report 1,5° 15/81/75

- 3ft -

IPPALM Warsaw, POL AHC

HA3/v\A FOCUS DEVICE PRINCIPLE OF OPERATION

BREAK-DOWN ANO CURREiJT SHEATH BUILD-UP

PLASMA LAYER ACCELERATION

Te~ " V . ne-2 10 a i r

WMWM//m7777?i

RADIAL COMPRESSiON ANO PINCH f-ЭООпь)

• V ^ i o ' ^ PLASMA COLUMN

ШшшЁшгшт?', "^•" lil<»-liin» 50-iOf ne

hfebky electrode

Outer elect: ode

essential parameters:

BANK ENERGY E 0 | k J |

CHARGING VOLTAGE U0 |kV|

MAXIMUM CURRENT l m a J k A |

DIMENSIONS OF ELECTRODES |« r 9л , 9f , toneht

•I

FILLING PRESSURE Of DEUTERIUM p|Torr|

AVERAGE NEUTRON Y t L C V„|w. «tail)

PF-20 12.?

35

300

5,10,14

0 . 5 - $

2 «10*

p?-:50 M

30

TOO

5,1<\.J

3 - *

s«io'

Fig. 1.

- 37 -

IPP&LM Warsaw-Poland

THE PF-20 DEVICE-

BREECH CONFIGURATION SCHEME

EXCHANGEABLE EDGE INSERT

OUTER ELECTRODE

INSULATOR

INNER ELECTRODE

Ls47 WITHOUT EDGE INSERT

L«25 WITH EOGE INSERT

P i g . 2 .

IPP&LM Warsaw-Poland

THE EXPERIMENTAL SET-UP FOR EARLY DISCHARGE

PHASES INVESTIGATIONS PERFORMED ON PF-20 DEVICE

IMAGE CONVERTER CAMERA

diagnostic 4»mdm»s

MAGE CONVERTER CAMERA

-DE-

- SPECTROGRAPH - STREAK CAMERA SYSTEM OR

- MONOCHROMATOR-STREAK CAMERA SYSTEM

?ig. 3.

IPP£ LM Warsaw-Poland

THE SIDE-ON FRAME PHOTOGRAPHS MADE

FOR THE BREAKDOWN PHASE OF THE

PF-20 DEVICE

TIME SEQUENCE FOR EDGE INSERT

t = О ns t = 100 ns

t = 400 ns

A COMPARSfON OF PHOTOS FOR t= 400ns

without edge insert with edge insert

IPP&LM Warsaw-Poland

STREAK PHOTOGRAPHS OF THE EARLY DISCHARGE PHASES ( P F - 2 0 DEVICE)

,2 tfrs),

1.5 Tr

2.6 Tr

3.5 Tr

- j . f > •>

IPP4LM Warsaw-Poland

MmAL AXIAL VELOCITIES OF THE CURRENT SHEATH MEASURED FOR DNONMGDFIED BREECH CONFIGURATION AND 2) WITH EDGE INSERT

10 ^ Ч , л [10\m/s)

7 u-

5 -

3 * -

3 4 piTrl

Hie. 6.

7^i:b?A..jJ-. С.Ль1Ю?СЧНал »ЛСУДпСпЬ.д CV4fu)iá иТ?»аЦАТ£ЛЪШах кОНСЗ

А._. Агафонов, А.п. Коломенский, А.Н. Лебедев, #i.<i. Логачев,

й.С. Кжхалеа, А.Г. Хоэговэй, « . Б . Орлов, В.А. Пападжчев, Т.А. Лелковемко

Физический институт им. СИ. Лебедева АН СССР

3 последние годы значительное внимание уделается получению н ускорение

отрицательных ионов, как водорода, так и более тяжелых элементов. Это объ­

ясняется не только интересом к физике самих отрицательных ионов, но в боль­

шой степени их аоэможнчмн яримеаиямк. методы перезарядки отрицательных

•>онов могли йл существенна повысить эффективность ннжекцим положит*» аьныт

нонов в циклические ускорители, а при ускорении самих отрицательных ионов

- поднять эффективность вывода пучка. Применение отрицательных ионов в тан-

демных устройствах позволяет значительно отодвинуть ограничения, свойствен­

ные высоковольтной технике. Особый интерес представляет отрицательные ионы

для 4*эики горячей плазмы и проблемы термоядерного синтеза СУГС). За счет

элективного процесса обдирки на тонкой мжь.ени дли с помощь* лазерного

пучка эти ионы нежно перезаряжать в пучки нейтральных атомов, пригодных,

в частности, для нагрева плазмы в магнитных ловушках. Существенно, чте

перезарядка может быть произведена без заметного увеличения эмитанса пучка

и, следовательно, без ухуждения качества фокусировки, что особенно важно

для схен ккерциального УГС. При транспортировке и острой баллистической

фокусировке на мкеенл в этих схемах нейтральные пучки (точнее, пучки ней­

тралов) обладает явными преимуществами перед кваэинейтральными пучками,

а которых пространственный заряд положительных ионов компенсируется элек­

тронами. В последней случае с повышением плотности неизбежно появление

не. сгохчкаостей и микрофлуктуацией, ухуд&аедих эмнтакс пучка.

отметим, что в разработанных до настоящего времени источниках Ы~

более или менее традиционного типа [*,«^J получают сравнительно скронные

токи J порядка нескольких ампер и плотности тока 4~ С£ и, i А/см*.

Поэтому после успехов, достигнутых техником сильноточных диодов в генерации

положительных ионоа [ 3J мы решили применить такук технику и для отрицатель­

ных .«оков, '..ельс Зыл^ повышение тока этих ионив еще на несколько порядков

по ерэанени*. с указанными значениями, что особенно важно для плаэменньх

применений.

В качестве теоретической модели [4 J нами б*л рассмотрен плоский диод

с лазером «Č , помеченный во внешнее магнитное поле Зд , направленное

параллельно поверхвостям электронов и однородное до появленкя эммссконного

тока Срнс. 1 ) . Отрицательные ионы, вытягиваемые из прикатсдной плазмы,

и положительные ионы, вытягиваемые из прианадной плазмы, пересекает меж­

электродный промежуток, не отклоняясь магнитным полем, а электроны, эмит-

тированные с катода, возвращаются обратно под действием магнитного поля.

Электроды нмеьт толщину, прааыЕвдхцух- глубину скин-слоя длительности импуль-

са < 1С с , поэтому собственное магнитное поле, генерируемое в диоде

пучком, не может проникнуть за предела межэлектродного промежутка, т . е .

практически выполняется условие сохранения потока магнитного поля. Были

исследованы состояния двухкомпэнентных ( е. — 1~ и е — Í * ) л трехком-

понентяых ( В — 1~ -1* ) потоков. Относительная концентрация отрицатель­

ных ионов в прикатоднои плазме А - Я- /Я е задавалась как анесния параметр

задачи, от которого аавнеят вольтамперные характеристики диода. По оценкам

•а основе имевшихся экспериментальных данных правдоподобная величина ,

примятая нами в расчетах, находится вблизи А — г.Ю -*". Ыа рис. 2л и

рис. ib соответственно приведены вольтамперные характеркстики отрицатель­

ных ионов £ — 1~ диода н £ — 1~ — Í* диода для различных значений

параметра X ~ £. 3,d /те. , а который входит внешнее магнитное поле 30 .

На рис. £а для сравнения приведен тактже предельный ток Чвйльд-Ленгмгра

X для чисто ионного одномерного потока и аналогичный ток отрицатель-

ных ионов •*. в одномерном двухкомпонентнон потоке, когда электроны

пересекает межэлектродный промежуток совместно с зонами. На рис. £б приы-

дены вольтамперные характеристики положительных ио• -л £ -I *" диода.

Нижняя огибавдая соответствует току конов в одномерной Чайльд-Ленгмкровсксм

потоке, верхняя - максимально аозмояному току /.оноа, который реализуется

в режиме полного заполнения. Приведенные результаты расчетов показывают,

что в диоде с магнитной изоляцией в реальных условиях могут быть получены

токи отрицательных ионов h~, вполне сравнимые с пределом по пространствен­

ному заряду. Гак, например, при релятивистской факторе электронов Ф - ь,

(С - 1 см A J5fi = iw - 30 кГс получаем jť — «w - 40 А/См^.

Осо'ай интерес представляет получение тяжелых отрицательных ионов,

наиболее подходящей для целей являете* плчэиа, образованная из галогенов,

обладаллих высоким сродством к электронам. Лз расемчтр/ва.иой иэ;.ели сле/.ует,

что ток тяжелых ионов будет в ( М j IЛ1-н ) 6 Раз меньше, чем ток Н*.

Это означает, что если в плазме отсутствуют легкие отрицательные ионы,

то ток тяжелых ионов уменьшается лишь на порядок и плотность его может 2

составлять значительна величину — 1 А/си .

Первоначальные эксперименты по получен*», отрицательных ионов были

проведены на установке ЗРГ 5 . Использовался коаксиальный диод с магнит­

ной изоляцией. Параметры диада: напряжение V - 600 - 1100 кЗ, обдий

ток I а6 - *Ь -30 кА, длительность импульса Т*- 150 не. 1Сагнитная изо­

ляция электронов обеспечивалась аксиальным магнитным полем с индукцией

10 - 15 кГс. Для создания плазмы использовался пробой по поверхности диэ­

лектрика. Катодом служил металлический шток, на который одевались полиэти­

леновые полые цилиндры. Диаметр катода сЯ мм, длина рабочей части 100 -

200 м, толдина полиэтилена 1 мм. По поверхности цилиндров были насверлены

отверстия ф 1 мы с а.агом 3 мм. Регистрация ионов проводилась методом

ядерной активации по реакции L С ( Ф , у ) А/ — • е • С. На

ЭРГ'е бил i выполнены две серии экспериментов, соответствуй** разным реки-

мам, а первой серии был получен ток Ы~, равный I — J - 5 кА при плот­

ности то ка JS" — 10 - £0 А/см . Во второй серии экспериментов был заре­

гистрирован ток Ы~ около 100 А с плотность*- < 1 А/см . Причины срав­

нительно малого тока ионов Н~ в этой серии стали ясны позже, когда были

исследованы условия пробая диэлектрика и было обнаружено, что равномерный

пробой по поверхности диэлектрика и наличие в плазме ионов Ы~ возможны

только при налички предымпульса (см. дальне).

Затем эксперименты по генерации отрицательных ионов были продолжены

на ускорителе "импульс". Параметры ускорителя: V - ~0С - 700 кЗ,

об = 20 - 30 кА, длительность импульса по основанию 100 - 150 не.

Как и в иРГ'е использовался диод простой геометрии - коаксиальной диод

с магнитной изоляцией л замкнутым дрейфом электронов, что позволило добиться

более стабильной работы диода. Центральное место в экспериментах с отрица­

тельными ионами занимают две проблемы: создание плаауь с кпебхедмммми

параметрами л диагностика ионного пучка. Простыв оценки показывают, что

для получения плотности тока I t А/см" в «"пульсе длительности ЮО не необ­

ходима плотность пр/катодной плвзмы 10А см" íip.i плотности нейтралов 10 • , 1 / -3

Ю см . отим условиям ыож"т удовлетворить плазма, получаемая при пробое

диэлектрика, поэтому в диод*? использовался поверхностный пробой диэлектри­

ческого к9тодо (диаметр кчто.,о 3t.-4v. мм, анода ..0-00 мм). Магнитная изоляция

электронов осуществлялась аксиальным магнитным полем с напряженностью 10 -

19 кГс.

Полный ток коаксиального диода с магнитной изоляцией состоял из тока

отрицательных ионов, движущихся почти радиально, торцевого электронного

тока с катода и токов утечек электронов с катода поперек магнитного поля

из-аа кеидеальности магнитной изоляции. Поэтому для выделения тока отрица­

тельных ионов была выбрава геометрия с дрейфовым пространством между анодом

и камерой и обводом аксиального электронного тока мимо шунта, измеряющего

поперечный ток (рис. 3 ) . В аноде сделаны прареал, затянутые сеткой (про­

зрачность 35%). Электрические измерения дублировались намерением активности

графита по реакции "Х ( р } Y* ) N ( / 3 + ) С с пороговой энергией 13 457 кэВ и периодом полураспада С 9,96 мин. Чтобы исключить активации

графита протонами, ускоренными на положительной волне напряжения, ампли­

туда импульса напряжения на диоде выбиралась в диапазоне 100 - 700 кВ,

при этом амплитуда положительной части импульса заведомо ниже порога

реакции и составляла 1Ь0 - 300 кВ. Для контроля знака тонов по их откло­

нению в магнитном поле применялась секционированная графитовая мишень

(рис. 4 ) . Результаты этих экспериментов приведены в таблице 1.

Таблица 1 .

Токк, измеренные ядерной диагностикой в секциях мишени

в разных импульсах (в амперах).

(четные секции) 660 3&0 270 £.40 гЬЬО

(нечетные секции) 130 240 60 Ъ 40

Для определения типа УЮНОВ В дрейфовом пространстве помещалась пленка

из алюминиаироввнного лавсана, а на аноде - диафрагма, вырезающая 4 щели

шириной по 1 мм. На рис. 5 показаны следы Н~ и следы Н , С с меньшей

энергией, соответствующей положительной части импульса напряжения.

Электэическая диагностика ионного тока затруднялась наличием токов

утечки электронов в диоде и перезарядкой ионов. Оказалось, что утечки

электронного тока через дрейфовое пространство практически отсутствует

в случае чисто металлического катода (без д/электричеких вставок и покры­

тий), а этом случае активация графита также не наблюдается. Ток утечки

появляется пр/. использование диэле. трического катода. Пр/, очень интенсивном

и неравномерном пробое диэлектрика ток утечки возрастает. По-видимому,

неоднородности на аноде стимулируют неравномерный пробой катодного диэ­

лектрика, что приводит к нарушении магнитной изоляции. В связи с этим была

разработана конструкция шунта ионного тока с пространственным фильтром,

практически полносты; устраняющим попадание на коллектор электронов и

протонов. Фильтр состоит из набора металлических пластин, рассоложенных

под определенным углом к радиусу (рис. 6 ) . Эти пластины образуют каналы,

пропускающие Н~, но задерживающие й и электроны. Угол падения пластин

выбирался из экспериментов по регистрации треков ионов на иайларовой пленке.

Затем был произведен расчет (для Н~ и Г ~) прозрачности таких фильтров

для различных углов наклона пластин и длины каналов в зависимости от

энергии ионов. Пропускная способность подобного фильтра была исследована

экспериментально с металлическим и полиэтиленовым катодом и различной ве­

личиной к направлением магнитного поля. Было показано, что прозрачность

системы для электронов и протонов при наличии магнитного поля выше 10 кГс

практически равна нулю. Пластины фильтра выполняют также функцию анода л

сетки, использование графитового коллектора позволяло дублировать электри­

ческие измерения ядерными по реакции с углеродом. В проведенных экспери­

ментах пок ания ядерной и электрической диагностик совпадали с точность».

до 1,5 (если считать, что весь ток коллектора обусловлен Н~). Такой фильтр

позволяет практически полностью ликвидировать недостатки электрической

диагностики, связанные с наличием утечек электронов и присутствием в плазме

других типов ионов, изменяя угол наклона пластин, можно настраивать систему

на получение ионов определенного сорта и знака, в частности, на отрицатель­

ные ионы фтора, поскольку в плазме, образованной на фторопластовом катоде,

кроме ионов Г содержится значительное количество ионов Н~, что было

зарегистрировано ядерной диагностикой. На рис. 7 показаны /мпульсы напря­

жения на диоде и ионного тока Н~.

В наших экспериментах большое значение имело создание плазмы с необ­

ходимыми параметрами. Поэтому была проведена серия экспериментов для

исследования пробоя диэлектрика на катоде, использовались два типа катодов:

металлический, покрытый диэлектрической пленкой (с различной перфорацией

поверхности, различной толщиной и из различного материала) л диэлектри­

ческий в виде вставки в разрыв металлического катодного штока, исследова­

ния качества пробоя диэлектрика л образовавшейся плазмы проводились на

ускорителе "импульс", для регистрации пробоя диод фотографировался в торцевой

плоскости, и «мерялось изменение вакуума после выстрела. Оценки плотности

дают значение 1С - 10 см для случая, когда наблюдалась генерация Н .

Наличие в плазме отрицательных ионов контролировалось ядерной диагностикой

и по следам на алдминизированном лавсане.

Пробой металлического катода, покрытого слоем полиэтилена с перфора­

цией, происходил, как правило, пятнами, занимаидими лишь небольшую часть

поверхности катода. Гаэоотделваие при этом было небольшое, следы на лавса­

новой пленке л активация графита отсутствовали. Такой же фторопластовый

катод пробивался более равномерно и на большей части поверхности. При

использовании катода - диэлектрической вставки - наблюдалось сильное с в е ­

чение, занимающее площадь от 2/3 до всей поверхности вставки, причем

пробой полиэтиленовой вставки всегда сопровождался больший газоотделением,

а фторопластовой - малым.

Эксперименты показали, что сильное свечение плазмы, связанное с боль­

шим гаэоотделением и появлением отрицательных ионов возможно только при

наличии предымпульса. На ускорителе "«мпульс" предымлульс составлял 35-37 кВ

при длительности 1 икс. При устранении предымпульса не наблюдалось актива­

ции и следов на майларе, вакуум не портился, и свечение плазмы пректически

не было. Отметим, что один предымпульс, при срезании основного импульса,

вакуума не портил. По-видимому, его роль сво,;ится к образованию редкой

плазмы, остывающей за время около 1 мкс при расширении и служащей "затрав­

кой" для более молаюго пробоя с большим выделением газа на основном импуль­

с е . Эксперименты по пробой различных диэлектрических катодов были повторены

при увеличенном на 30% предымпульсе (50 кВ).

С ростом предымпульса пробой как диэлектрической вставки, ^ак и като­

дов, покрытых слоем диэлектрика, происходит интенсивнее и более стабильно.

Очнако, даже в этом случае диэлектрическая пленка пробивается пятнами.

Эксперименты на ускорителе ЭРГ выполнены с катодом, покрытом слоем диэлек­

трика (значительно больший предымпу!ьс 100-1ЬО кВ обеспечивал хорошой про­

бой). На ускорителе "Импульс" обычно использовалась диэлектрическая вставка

в разрыв катодного штока, учитывая что предымпульс здесь меиьи.е.

Таким образом, в проведенных экспериментах на ЭРГ'е и "импульсе"

получались токи Н" от 1 до 5 кА, ари плотности тока io -40 А/см". В дальней­

шем предполагается создать пупжу Н~ с фокусировкой пучка, перезарядкой Н~

в Н для получения острой баллистической фокусировки нейтралов на мишень.

ЛИТЕРАТУРА

[ l ] !£.Д. Габович, Физика н техника плазменных источников ионов. П.,

Атомиэдат, 197^.

[ г ] Г.*1. Димов, Препринт УШ* СО АН, 1981, £ 98.

[3] [ 4 ] А.Ь. Агафонов, А.и. Лебедев, ^ .Б . Орлов, Письма в ЖТФ, 19Ы, т. 7, г.

с. U b 8 .

[ о ] А.Б. Агафонов, А.А. Коломенский, A.ti. Лебедев идр., КЭТФ, 1983, т . 64,

вып. с, с . 2040.

ПОАДИСЙ К РИСУНКАМ

Рис. 1. Схема ш.оского трехкомпонентного сильноточного диода ( в , t , t * )

с магнитной изоляцией.

Рис. i . Вольт-амперные характеристики диодов У - } ^ ' > г д в /*" ~ Р е л я ~

тивистский фактор электронов, для различных значений параметра

X- 6.30 d 1мС при /i = 0 ,01 для ( а ) , (в) и при Á. = О

для (Б), где / í = Я _ / я в •

(a) e - Z " диод; (б) е - г* дьод; ( в ) £ - г ~ - г * длод.

Ыа рис. (в) для сравнения показаны пунктиром вольтамперные харак­

теристики & - 1~ диода.

Р А С 3 . Общая схема эксперимента: 1 - аунт общего тока, á - шунт попереч­

ного тока, 3 - соленоид, 4 - графитовая мишень, ь - анод, 6 - катод,

7 - алюминиэированная лавсановая пленка, Ь - катодный шток.

Рис. 4. Схема эксперимента по определению знака ионов: 1 - катод, 2 - анод,

3 - секционированная графитовая мишень, 4 - щели в аноде, затянутые

сеткой.

Рис. 5. Следы (треки) ионов на алиминиаированной пленке.

Рис. 6. Схема эксперимента по регистрации поперечного тока в диоде с по­

мощью шунта с фильтром: 1 - катод, Z - фильтр, 3 - графитовый

коллектор.

Рис. 7. импульсы напряжения на диоде V и тока Н~ с ионного шунта 1 .

- 49 -

Pi:r. 2 я

Рис. гс

fv.r.. 2в

- • . . - 1

2 3 4

a

\ ^a_

^ = ^

Рис. Э

i : c . 4

„ • •

Г Y.C. O

Рис. 7

ХЬ:-С.:.::-:А I-ЗРАЗОТКУ. РЕЗУЛЬТАТОВ СГГ/.ЧЗСКЙХ КЗИЕРЕККЙ

НА ГОКА:..АКАХ тлим-ZA. к ФТ-1

Лзхкул С. i i . ( Лебедев А. Д.

Физико-т-эхнкческпй хнстлтут им. А.Ф.Коффе АН СССР, Ленинград, СССР

1. На токамаке Тумвк-2А использовался относительно калиброванный

вакууыныГ: конохромзтор ;iA.>, собранный по схеме Сейз-Намиока, диапазон

измерений - чоОО-ЗСОО) At спектральная ширина пели ft» 4 А и, в соответствии

с этим, мультиплетность линий не разрешалась.

Основные параметры установки и получаемых на ней разрядов пг>и различ­

ном уровне загрязнения легкими примесями приводятся в т а б л . 1 .

3 рабочем спектрзльч>:" диапазоне монохремзтора спектр излучения для кваэи-

стационарной сзэы разряда характеризуется относительно редким расположением

спектральных линий ионов легких примесей. JIKHZK металлических ионоэ высокой

кратности ионизации э этой части спектра не наблюдались. На ?v.c. 1 трнведе-

ны спектрограммы, полученные при наблюдении вдоль центральной хорды для

случая высокого и низкого содержания в разряде легких примесей.

интенсивности различных лини"' П [по отношению к линии нейтрального водо-о *•

родаL- A-L216 А) определены по данным относительной калибровки уонохромз-

тора. Эти спектрограммы были абсолютно прокалиброваны с помощью высоко­

чувствительного уакоколлимированного болометра, снабженного набоиом опти-/ 1 / i .С

ческ;:х фильтров . С томощыз фильтров из Lil и кэарця о-редолятся уооэень оадиационного потокп вдоль центральной хорды в интервале длин ;>олн

о о 12СС А КАК 20С0 А. Спектральный анализ показывает, что он л-.-«стоит нз

*/ ° (85 • 90) / , из излучения в линии С1У (15ЬС А). Такое наблкдрн/е позволяет

з абсолютной м^ро проанализировать излучение из плазмы в -иниях. На v.v.z. 1

в скобках приведено значение р-чдияии^нного потока кэ плазмы, '0"-"ястст : ,у-

ю;гее излучению из L.^ [ li s i) . линиях Г\ср улоэволг Данные об лнтенс/вкости излучения в лин/ях ГIčxT/ позволяют пгоз-^сти,

я частности, егтрктрпльный анализ полного болометрического с / гнала , n тякж"

оцгн;*ть мощность прикесных источников электгонов в центре рээрядч.

Ка скс.2 показано, какут долю от полного болометрического сигнала

(вдоль центральной хорды) составляют радиационные потери на легких приме­

сях: углерод' и кислороде при l)Z.eff= 4 , 4 , 2 ) Z f f / / = 3 ,2 и 3)Žejr= 1 ,7 .

Данныг относятся к спектральному интервалу ÍSC0+3000) А. Здесь же показана

доля излучения, приходящаяся на линию L... Диаграммы 1) и 3) рис.2 соответ­

ствуют спектрограммам s z б на рис.1..Заштрихованная часть диаграмм отно­

сится к доле мощности радиационных потерь, приходящейся на спектральную

область с \ 4 5 0 0 А. Такое спектральное соотнесение радиационных потерь

может бчть объяснено тем обстоятельством, что основное излучение локали-

Т / 2 / g < 50 эВ .

Пользуясь методами пассивной спектральной диагностики, можно опреде­лить содержание ионов примеси в плазме. К сожаление, ча установке Туман-2А не проводилось хордовых измерений а области ЬУФ. Информация об относитель­ном распределении примесных конов была получена другими способами,

вти в частности, из относительных измерений их излучения 1 (На видимой и ультрафиолетовой областях спектра. Абсолютные значения концентраций ионов находились из процедуры нормировки на интенсивность излучения на резонансных переходах согласно выражению:

где V - объем плазмы в конусе наблюдения, д £ 4 * энергия резонансного перехода с возбужденного уооэня о на основной ffl , ftKi(f*} = A)[Ki- здесь Л ui.- относительное распределение ионов, определяемое из соотношения у*гм , «/ . *? t I (fiTLlgt Ч~л i А - нормировочный множитель, <7_, - функция возбуждения

/ 3 / рассматриваемого переходе $-J> . В вычислениях предполагается цилиндри­ческая симметрия интенсивностей излучения по радиусу шнура.

По полученным значениям радиальных распределений плотностей при­

месных ионов можно оценить носкость примесных источников электронов

и вычислить энзчрнле потока электронов ) е (г). Ичя таких оценок исполь-/ 4 / зовались формулы балансных соотношений переноса, приведенных в работе .

Окчэалос^ что на токомаке Туман-2А гтрк *-gt( %, 3 , для иентоплькой

области плазменного шнуэа f ^ (3*4) см мклял от пп/ипеных источников

э л е к т р о в о з с о с т а з л я е т > £0 / в о т о б к е г с чесда э л е к т р о н о в , рсхдахскхся

э егки/ .це объеме плаэкы. С-ксп^э/ментальные сиеккк г л к а з ы з а ю т , что н е з а з ж -

само о т уровня с.о^еэжангя пргмесх I , 7 ^ J 2 ^ f f ^ Ь эффективны* коэффи­

циент гирфузкх э л е к т р о н о в Ът1Г « ^С,Э-»С,с ) / [ е / / Д . 5 _ , где Y «-С**?екткэ-" / 2 / Л г fj

нч?. к с э ; гу.и/ект т е п л о П Р О з с й н с е т и .

3 ^-глькейггеи п р е д п о л а г а е т с я проведена*1 Солее ;>:-скуратных хэмор«>н;:?

а области -У* на í 7 - I с целм) получения локальных з я а ч е н к с п л о т н о е т е с

- гхмеснхх ; :?нсз Í: х о э - ^ к и я е н т о в п е р е н о с а .

2 . Гогястрацкя контуров спектральных лхниж, яроэод,хэс:-»яск а з х с н е -

с::ыеит<>х H I токзызке *?—1, "^э --сляет / .эн^рять конную т е н п ^ р а т у г у н~

дс-тллеосзскоиу у::кренкю " и с к о р о с т ь направленного дэхженхя л л а э г а по / б / допплероаскочу с д в / г у лани;: / .онээ гтгикесеи.

Прхнциг: . :элерен;;я CKOCO~TZ эр-»пек;:<? : : гаакы V C C K O B . I H на р*т: -стр»и::х

сг.зигч двух к о н т у р о в , наследуемых э ПГСТРЙСГГСТЧКНКХ нагтэозлен-лях ^тн;<*;•-

т< льнэ эр-лд:ен;:ч. При -^тэх удвоенны" д : ~ п л с г - я с к к 7 г д е к г Z ~ 2

::óKopí<?TCH на ! эне т ' -лловсго '/-лхрен/.л -аждогг- контура , ог .редел.-екттс

выражение к А - 7 , 7 . Л~г\0 ( Г г ( - » и ) / А ) i э д ^ с ь А , - - - н т • ' .: rv : =

-у У. л::, А - втскныГ: з г е z c H : ) . •'б ' ,:эморон»!я c::.-pc*Tz тлозгд": "ьк~гг> вг.эп:«"нхя т г ' : » с д / л г - ч - не Л;-Н;*?У

• •

СУ 2 7 - ' д х ~"J 4 6 4 7 A. Хо-:ды для г"г»"-тптц>:к =с-нтурнв л.:н/'Г- ЪЪ Р » ' : - ^ ' . : - »

т ч к , чт^бь: их "ргиельнче r.'^tv^yy Т"0 С Г Т В Р Т - ' - В Р З Т Г . : - * ; 1 Ч - Г И К у^.ч".-;:угл»-

но;: концентэв^як / онтн J к С , р / с . Э. "к;!Н/г~эчн>"? z.'ХНУ Н.ТНЧ - Г С

контуру спрктральн ;i: лини/ эсуг:»стм1ЯЛ0с« пт г ч з р я л а к рт!пг>яду. "> туч^нн-ы

экспериментальная за&'/сиуость J \\л)аг.:1^окгу.ку.оов^я:1С1 п у ^ ' а с к - / кг;:г<->?

íl\l-le6Xpl~ Т"7 1 Г Z" Л. остл з а з ч э с т ь vow.ty т-ху--?. д.-;:»--/

волны ;: неснос^нныи ;;онтр~м к^итурч т; 'ни/ Д р ; Л Л - Л 0

AnnpoKCííMaaK-? ггг 'звод/лтеь П" методу н i ххен.•<::;;( х кй->;:птли нч •' С.:.

НаГтдРкны'- по отой v -Tcazxp поояметры гпусс >^:гк/х кг>/;)ых А ^ / А т

xar-iKTepzs. ' .yr с к о р с - т ь т л о и д а л ь я ' Ч ' с врпшен>:ч и ионную T^UT-^P- ÍT- .TV,

У'реднечнче гго длине УПГ>Л!* нлСлг-.-ен/ч :»:5*. Тткия o Ď i i a o v , riMirii'-b'Bn.i

велич/иы A V K А т ")^ластк ллязмы с Г" ; Г^ , VOKHO г>ри о о ч т ы ш х " : Р ^ * К - Ч Х

ионмоГ; томпррэгуоь." l-fřy " , / н т ^ н " / н ю " т и -чечон;:--» тин;:/ ;:ЛН'':( г.- v.v. •""•

I f r ) ' '' • / г 1 ' - ? / - I I C H . - P . ' ' ! Hcri" iipfi;::-н/.ч IT* ř r ) ,

^-•H.'WK"^'4 ПН''Ч"Н-/Я I i f l V / VI» ( Г* )

л •

^я% того, чтоб* найти сьязо мея^у J C . одненными пи хорд- наблюдения

величина** ^ / ^ } я \ » | / с локальными V ^ ^ а »{ (*$ ^сетвтрквалась

следуиде модельная задача.

Рассчитывалась зависимость интенсивности кэдученде, регистрируемая

в окрестности Л = А. - А # , от длины волны, т . е . распределение J / А ) по

контуру спектрально! ляяяя с учетом того {акта, что воина* температура,

ннтенсавяость излучения я проекция скорости полоядального враяеамя на ось

наблюдения изменя«.-^с« вдоль хорды 3 В . р«* атом задавались истинные

велячяян А _ я А — на радиусе f •=. гг , где интенсивность излучения

линии иена ьримесн максимальна. Í!O»HO показать, что X СА. 1 определяется

выражением Jm = K' llr) 2.n(A-Xv(r)) я >

/ lír) г 2 . 7 7 ( Л - А У

/ ATfr) VP^~ e*P дТ^Т Лк . . - ш^инровочкыя множитель, А_ (г*)- 7,7.1С~ А

1_Лг} = А 0 VLÍr-Vč-Г:/ř*'. Полученный контур I С А. 1 апп

ауссовской кривой *> elp \~ • 2 ^ í \ ' ^ í r > ^ 1 и •

( 2 )

'4 где К - нормировочный множитель, А_ fť)~ 7,7.1С~ А 0 ( 7 (г)/А ) ;

А ^ ( г ^ = А я VLÍr-Wc-Г:/ř*'» Полученный контур I ( A l аппроксимировался

гауссовской кривой ** €1р I - •*" т Г?**—^ул-д— i я найденные параметры

^ А _ } , ^ А у . ^ сравнивались с истинными А - . , Л у • Профиль ионной

температуры брался в виде Ti (г) » ^ Ш1-г'/а') , а для I(r)uV?(r)

рассматривались несколько плавных распределений с граяичаымн условиями

J (rj- T° ;lZp (%) -VL* ; Iía)- VLÍO.) = О. Очевидно, что области

плазмы с г* < Г* не вносят никакого вклада в измеряемые контур линяя я

вид проблей Т- ( г ) ; I (Г-) ; Up (**•/ при Г' < Г несущественен.

Результаты численного интегрирования кО и аппроксимации гауссовскиии

кривыми по методу наименьших квадратов полученных контуров I ( А ) представ­

лены в табл. 4* Расчеты проводились для нескольких -змбинаций спадающих

к периферии распределении J (г) и V I (г-) .

3 таблица с обозначены зависимости; линейная - [OL—г] ; парабодачес-

кая - гиперболическая - корень из гиперболы -

(Т& ft- f). Величина А т V1C) чдля линии СУ) бралась равной 0,4.7 Д,

что с учетом аппаратурного контура моиохроматора соответствует 7/ 10/-

- SO »В и 7^ (10)= оО эп .

Рассчитывались контура ллнии 0> (. А 0 ^7с1 X; Г^ = 1^ см;

Л = 15 см; А = 16) для скоростей VI - VL [ т^) - м си /с ; 1 , 3 . 1 ^

см/с; - 1 , 3 . 1 0 " см/с; 3,4». 10 см/с; 1 .1о 0 см/с и линии 0 - ч л0 - 4Ъ47 8;

** - 13 си; и = 1;. см; А * 1*) „ля V f = Iři 6* ) = O.ě. iO 6 см/с .

5 двух последах строках таблиц» Z показаны отношения параметров локального

гауссэвского контура Л v и Л _ к параметрам контура, усредненного по

л и н е хорды наблюдения \ А ^ / м ^ Л т / . Лоно , что скорости полаидального

враденма яля ионов О** « С ' занижены в среднем на й£ ЗСЭ>. Оолбка в опре­

деления ионной температуры на Т~ = Гщ есть ^ Х- /К. лт^ ) н равна

<£>£, что находится в согласии с результатам* работ* ° , в которой

анализировались допплеровскне намерения / { ' ( г~ /ка токамаке PLTULA.

^спольауя ату не методику, можно найти соответству._дие поправки и для

намерений скорости тороидального врацения, ' . Оказалось, что ^ Ц^аанилено

относительно 1Г (г^)на <dC% для кона С v f # i см) н на <ío* ДЛЯ ионов

- * 4 „ ~+г v K w »

ЛьТйРАТУРА

[_1.J Калмыков С Р . , Ласлсул С и . и др. Препринт института физики АН УССР,

1ао4, f 3 3 , Z3 с .

^č.J Гончаров С.Г. и др. Препринт ФГл АН СССР, i&o-», i S>ií>, о ) с .

£з.]Гервкдс Ь.»»., Жидков А.Г. и др. £» кн.: Вопросы теория плазмы, T.l«d, 'A.,

i-9c«:, c . i^6- í .04 .

£4._|Авестрозски2 i-.ri., Костомаров ^.7.. Математическое моделирование плазмы,

Ы. , 1ŠOČ, З-iU С.

[b.JGolant V .E . , Gusev V.К. e t e l . , I r o c . 9th 2CCFÍT, Oxford, 1979, v.2, рЛб-50.

[ e .J3u lyg insk i E.G., Gonchnrov Z.Z. e t a l . , Proc. 10th ICTICKFE, Lor.don,

19E4, F - I I - 4 - 2 .

(j.JbsryteHxo I . E . , Ларионов М.Х., Лебедев А.Д. Препринт ФГ». АН СССР, 1979,

Г 613, 14 с .

Гь.1 Clement k . , kert in S .E. , i e i a e e J . , Вер. EUE-C2A-FC-LG2, Fontenav-чох-

-Ноае.я, 1976, 35 р.

с

чл

8

о -а о i i

14»

8 о

гм ~>£?)

1-1

i i • • i i • • ч •

чл

го о о о

> - 0

сш

0Í

Ov

Ош

Qiy

О vy с\у

см

о — >©• Ум >&> а\ и

М ЧЛ М '"-'

IV> М

-Сш _—

л ~ý

/7 _ _ _ С/

к-^<

А/к

• см

ov

QY ' [O/v

- г * 0/й

^ •

•

civ •

i

.

•

- ы-

EH pq

i

о

1 °

i ,5 -

Л М / У ' / / / / / . . ' / У

/ t * * J , . / /

45J&

•УГЛЗРСД 2?J

^

k(3%)

2) 45#

///7/7/// (С'.ЮЛОТЮД

25% 25.:

4í l*,5,; з)

Ч/пти т% 9ЭЬ Углерод

Рис. 2

Рис 3

Vp'I0-5,cn/c ^y 1сш Т ; > э В

15 <%см

Рис 4

- 61 -

Таблица I .

Параметры

Я , см

а клм. , см

а 3 i см -г он — с-Хр * L? , кА

6 Г . нГс

Е>т , кГс

Даитеяьность разряда, мс

A ic , мс

^ m d í ^ / W 30 H í a a )

• С (О) , Ю13 см"3

Те°И(о) , эВ

t e b , мс

Высокое содеркаияе

примеси Низкое

содержание примеси

40

9

8

11*13

7*8

14+16

10

0,5

5*6

3*5

0,8*1,0

2,5*3,0

Г70*250

0,4

4*5

1*1,7

0,2*0,3

*.2

130*150

0,3

- 62

см

ft

ь

• • Ф 1-« I-H ч# о* at сх) х х см <о о» Л см и о Щ R i - н о о о м » - »

со ( i I с N $ о> 9 rt » ш I X m * •* * •

l-l C | E n O O O > - <

со о , с с у | * о ( ? М н t- i С E >-» O O O >-i n

co o, ~ s Cv CM O a t

CM т* О Ч* M ьч n o •-• O i-4) »-«

* X CM Ci e- ->* fc °J нч И «c 0> •• <0 . • -

O o •"• •"•

°t i g *. $ * ? 8 a со ч ч со « с м . » • O O H4 t~l

CO X X CM Г» O» CM CO CM в a • • * - ^ c» t-i

I I О 1 О •-• t-t

• • p . CM CO CM W f 0> 1> Л и л х x см

•-Г ч щ t-T

* Í

о о о ^ CM CM

_ О t-4 •3 ч о о t i i-i

г о.

II

?

см о t-4

Л

V

г< • с ^

COTÍTIÍOLLKD нсв Z:^RGY D:-:?CJI-.TG:J IN AH ШЮМЮ ":::?. :U;: - : . ^и . .л

X # r Ví **

P. úunka, V. 3abicky, V. Bohaček, Li. Clupek, K. 'r'olacek, I. Ко\чк:, A. Krejčí, V. Piffl, J. Rauš, I.:. $.ípa, J. Ullschmied

Institute of Plasma Physics, Czechoslovak Academy of sciences Fod vodárenskou věiíí 4, 18? 11 Prague h*

The heating of an inhomogenous (localized) plasma by using ř Is reflected at the virtual cathode created spontaneously near the plasma-vacuum boundary represents, in some respect, an alternative to the tvro-.~tage heating scheme proposed for Budker's reactor /1,2/ . As shown in our earlier experiments /3,4/, the reflected-beam method is highly efficient in plasmas with the

20 21 -3 maximum density of 10 -10 m and the maximum value l the energy deposit-' ..n efficiency (30 C,J) seems to be only little sensitive to the angular spread cf beam electrons. This obvious advantage could be of decisive importance at heating of higher density plasmas. In the present experiment the method in tested for the maximum plasma densities exceeding 10'" m~ .

According to Pig. 1, in the latest version of the il2B.;\X machine '-.-. (500 kV, 50 kA, 100 пз, 0 45 mm) is injected along an almost hemogt--.-.. magnetic field (B_ = 0,5 T) into a plasma column formed by two cooo > <; U : plasma gvns. This doubling of plasma sources makes it possible to incrocs" the average plasma density in the first part of interaction chamber up to

?1 -3 5.1С m . Behind the second gun the plasma density drops rapidly by a-, o ;--of magnitude. The position of plasma-vacuum boundary is either determir.f by a free plasma expansion, or fixed at z=1,7 m by a terminating foil. variety of axial profiles of plasma density can be r.-.ed in this arm Besides the plasma diagnostics used earlier (diamagnetic coils, ::iagnet!r: probes, Thomson scattering, microwave interferometers, vacuum pi.otcdiodrc etc) optical and infrared interferometers (3,30 urn, O,03;.'8 urn) in-: sv>n"ace-barrier X-ray detectors (3BD) were introduced.

In Fig. 2 several d i s tr ibut ions of the plasma energy contend ,ч.1 о rig '*,':.<•

system, as reconstructed from the diamagnetic measuremen la , a r e show?, ir.e

numbers denote p r o f i l e s corresponding to various free-expondir;.; ри>.вглг.

produced by: the f i r s t ,gun only / 1 , ;.'/, tvo ,7.1ns / 3 , 5 / . '"he dashed J i no /• /

marks the energy deposited by non - r e f l ec t ed bean, The maximum c.arrj d<••[;.•

t ion rate (Я'0Г'|— 3(HJ ,Гт ) i s always observed i;; ;;he rvri'••••• -.v.i ' h ' ." n.lai::vi

- 64 -

hst mm 90 е THOMSON SCAT

1ША£ЖЗ MAG PROBES

SURFACE ВАК DETECTOR

В » » INTEBf

TERMINATING; FOll i

5

X [«)

И.6. 1 density of 5.1019-2.iO m"-3, which can be easily shifted at will along the interaction chamber by appropriate choice of the initial plasma parameters.

The indispensable role of the reflected beam in achieving high energy deposition rates was confirmed by special experiments with a foil-terminated plasma and a movable collector (cf Pig. 3). The beam can be reflected back into the plasma only with the collector removed at least 20 cm off the terminating foil (рое. В ) . Then, the energy deposition rate is equal to that in the free-expanding plasma, about 80 f- of the deposited energy being found in the lower density region. In the single-transit beam regime (рое. Л) the plasma energy content decreases more than two times.

At constructing the profiles in Pig. 3 „TS1

the finite conductivity of the plasma eur- |,»/., RI •* / \ A* rounding the directly heated plasma core was taken into account. The data on magnetic field diffusion were obtained from the time-resolved radia] profiles monitored by magnetic probe in the cross-section clo­ne to a corresponding diamagnetic coil. Two examples ehowing the market i с field variations JJ outside the hot plasma core

PiS. 2

- 65

are chosen in Pig. 4. The nonlinear character of the magnetic field

diffusion is apparent (cf /5/). V/hile the

correction factor is as high as 1,5 in

the lower density region, it increases

to 2-3 in the high density one.

Two kinds of soft X-ray detectors

wer-i exploited to obtain data on che

electron distribution (see Fig. 1). •ар. J

'Vhile the vacuum photodiodes (together vri.th the Thomaoi. scattering) provide

information on the plasma bulk, the eolid-state detectors monitoring h-rsdia-

tion from the terminating foil or from a solid target i:;iniersed ir the dense

plasna are used to analyze high-energy tails. Unfortunately, till -:ov.> ,ve

have too little data to reconstruct the electron distribution., however,

a hot component (£!___ = 10-30 keV) has been found not only in the i or:-

density region but also in the high-density one. The former is der.or.:r,;-.J- •:.'

by ;he signal of solid-ntate detector viewing the terminating foil (' i,% ;,

The high-energy electrons are confined in the system much longer (ir/'..:.-'' •;.:-.]

than it would correspond to their free escape. The estimated number oi

ti..i

Vir,. ';

Pig. 4

electrons in this group is at least 1 r > of all par tio] cs in *;he lor/or

density region. Their energy is available for hoati>;;; n sulTicier.t ly '•.(>•; :

dense plasma, in our machine, tie re mi J tin;; temperaturo o.' \ e «: ic; pl-r:

is several times the initial one.

- 66 -

Although, the role of the reflected electrons in energy deposition was

fully demonstrated and the high-power rf rediation from virtual cathode in

the frequency ranee of 3-12 GHz was really observed, a consistent model

of plasna heating by the reflected beam is still missing, nevertheless,

as an efficient means for conversion of :<HB energy into lower energy elec­

trons, this heating mechanism deserves further investigation.

REFERT:.^"

[\] Budker G. I., Proc. 6tli 'Xirop. Conf. on Contr. Pus. and Flasma Phys.

Moscow 1973, Vol.II, p.136

[2j Arzhannikov A. V. et al., Hucl. Pus. Suppl. 1979, Vol.11, p. C23

[Ъ] Sunka ?. et al., Proc. 3rd Int. Pop. Conf. on High-?07?er ",1. and

Ion-Beam Res. and Techr.., Novosibirsk 1979, Vol.1, p. 10 3

. / V Šunka P. et al., Proc. 4th Int. -op. 'oni. on Hi^h-Power v'l. and

Ion-Беат Res. and Techn., Palaiseau 1SS1, Vol.11, p. r}63

/5/ Gorev V. v., Zakharov ". V., Voprosi atonmoi nau'u. i tekhniki,

seria Termoiadernyi sintez, 190C, Vol.1 /';/, p. K,ó

г- ' —

DYNAMICS OP 32R0NG LAKGKUIR CxlCíULEKCS - CCkřU,:.-„4 CUTJI-VriCCiS

Z. Sedláček, K. Jung-A-irth, 1 . S t av incha , 3 . : Í . broi-zisar.

I n s t i t u t e of řlasna Physics , CzechosiovsI: Acu :_..;." •'-í s c i e n c e - ,

Pod vodárenskou věž í 4 , CS-162 11 I r a^ue £ , J i o o h o s l . v . í i s

I n s t i t u t e of Jíuciear Research, S i b e r i a n l i v i s i c r . c : \'-..e Ac^ier;;

of U.S.S.R. Novosibirsk, J.C.C.JI.

Results of several computational runs modelling t he free-eve I i - g

strong turbulence (no pumping, no damping) of Langnuir •.•.•&'.'•= л v IV." ^ .vith

group v e l o c i t i e s exceeding those of the i o n sour.I v _•,!:} :• arů pres^r . :

The dimensionless s p a t i a l l y one—dinensional s e r . .-__.-v e<r;a t i •;;?;£

ia dE * dE - nE «d iL- . Г- , - i l l

(time t is in ('<0=s)~' units, x in k~", g - ^v"'v;.:r) ;'..- .:- .- • to initial LW spectrum) is eolved by using a pseudospeotra. с::.. .-;гог ;;ie.

The spatial dimensionality plays generally >":.. о.тег.-!•--._ . "• i studies of Langmuir turbulence which computer simulations r/rc-

G:i the other hand, «ven the one-dimensional ~c :eic cftf::i ;v;v-_-.-. relative role of various concurring phenomena cr rormi' to ::.еск plausibility of some a iditional assumptions. Moreover, ti.e . "-"••. results car. be, at le"rrtin their initial stages, of inr.cdi'tt-j :.-.,..:. interest e.y. if aimest one-dimensional L7T are excised. Jr. -.vha-. ftl we assume that initially such wave3 with randcr. pii&:;o;j prepareге i effectively quiet plasma.

oimiiai'ly as in other turbulent syster.is, r re files of ccr.p >Л:-: real n fields become sooner or later strongly ieper. :c:;- or. .;:'.. -.' о•. ..-..-•; in the initial spectrum E. and perturbed densi ty .. ;, ivtr. i.. ";... :. ...1 if autotnodulation takes place. Searching, therefore, f.-v- irr:;; , .:.-..;itJve integral characteristics v/e investigated in greater •!<•;,.--W ":o 3trur:?.-.r-of the integrals of motion of the Zukharov set of -си*\Мг:..->. .. •• .••• •

has a Hamiltonian /2/. After introducin-- the flux V -o.'i'o. ::• : r.y continuity equation the Hamiltoiiin.. deuyity '.V.. fiv .-•:.•-•: <• ver ':.-.• .'•::. ,,-.i.r. spatial period L can be v/ritten in -he f.orm

- 68 -

4-f№i'*-i^f^M It ccr.tai.is contributions uue to the ion sound wcves (3¥) and to both the freely propagating and the trapped in. bounded states (and quasistates)

L.V, A "«'«.,£.»'•. слгй Aw..+ , respectively. The analysis of SZ and of ban_^uir " P*

solitor.s leads in a turbulent state to the estimates

ana

^/.^/„IflVfir Ull in 9k*r*n T о 0 о units)

The three subsystéme are of course comparatively autonomou; "interaction energy"

*4* * 4,-1*4**4* **ty) reDresenis a small correct ion.

-lie averared i.W energy de is i tv

<Wp> - f / If 1*Л ( i n . . 2 2 , 6k r . n Т о P о unit:;) coriposed roughly of contributions of the freely propagatiii- v;r_, aid of the trapped w . LI is another important integral of motion. Its splitting is performed numerically, based on the fact that the trapped LV7 are localized in density wells remarkably deeper than the averaged level of SW density- perturbation vrould indicate.

The analytical theory /1/ based on averaging over random phases predicts, for z Г1. the threshold (w ).. = G.'j of the modulation instability of Gaussian LW spectra. In all the computational runsfg = 0,0>, w.,/^w > = = 0.25 and v /= 0,4 except of run 1 having L ^ = U.8. :ievertheless,

i P

Pig. 1 demonstrates that, in all reported runs, quite strong and rapid LVÍ trappim; and o'H excitation takes place (in at least two stager). The

processes are closely interconnected, аз confirmed also by the nuraerically established relation Jv/s •.;)•/-Jv»nt(t) >Aw p f(0) = W„ which is seasonably true for all tines except of the very beginning. In addition to the

- 6- -

relative amount of 5W елеггу Л к А Л and to the crapping efficiency * 4jr} also the averaged peak value ratio of trapped piasr.on energy density t: ™een plasnon energy density

* tyt <Wp>

is plotted. ?ig. 1 contains therefore not only an inpiicit information on w . (t) and on the width of 3. and п.. soectra, but it enables also

yt К л. ;c estir^te the number of soliton-iike structures per L

numbers in circles (common to all figures) label eíř. particular rrjnerical run.

Pij. 2 demonstrates the applied initial conditions n:: 7t,:. 3 ".-eror.os detailed spatial (|E| , n) and spectral ( |E.|,Iriv|) profile:: at t.vc selected tines. With 1 = 1 = 32 5Г ( excepting 7, ^hsre _ - .-:. } the- -<=!-:, •»Tave is the 16th harncnics. The total nusber of cpatiai ;:arr:orii сз in­corporated is 256 (runs 1, 2, 4, 5, t>) or 512 (z~.;r^ 3, 7). Ir. ru ..- rj.-o initial density perturbation corresponds to a single low a-pii*uir . *. %

wave with k=4 which should have (according to /*/) the isaxi—j- iir.ee-rate at the intermediate 1W energy density^> = Г.с. .jiet-plasna star: (n(o) = ň(c) = G)was applied in runs 3 (physically equivalent with V;, '. and 7, whereas in runs ^, 5, suppression of the initial C'A' level (aric: at the quiet-plasna start due to the abrupt switching ca of the I.Y7) •.-.-* ensured by properly relating n(o) and ň(o) to the -^ncr-ete realize--the initial LW field distribution. ?or comparison, also the initial я .1 :. forced density perturbation was maintained in run 4, which r.ac othe:-"L.7e completely identical parameters as run 5.

Ltf moving in b.-tth directions (гипз 1-5) form temporarily a tan din;;--wave-like structures in |i£ j distribution. Thus, the automodui.it i on

processes are triggered by forced generation of nuclei of pos.-jib.e í-:t\.ro

density wells. Variations in the relative excess of these nuclei ir. .-шя 1,2,3cr л and 5 then cause differenci.es in the 1st stare of L'<¥ tra;•; ir. ;. During thi3 stage, nonlinear fornatior.s of two kir.is i.-o created in

dependence on the amount of LVS e.ior/-y trapped ir conr.etif.ion v.'ith '.:•:

nei;jhbourinfi cavities:

1) řhe "quasisoiitor-s", which arc alaost stationary Ion..; livir^ structures i-arrower than the nucleus and sinilar to exact Ltuirjauir soli tons, tc which they tend to relax.

2) The "cavitons'', which are nuch less stacle fomations (they can decay suddenly) of ccnparable size as the nucleus, aoving at roughly с /2 velocity. These cavitons seea tc be спп1?гезс: t in all processes driving the 2nd staje of evolution. Acts of caviton creation, anihiiaticn, caviton--quasisolitcn. and cavitor.-cavitcn nerving (resui'inc sonetir.es in the creation of a new qua3isoliton) anú caviton stripping fr^n a cuasisoiitc:. are ra her frequent events.

The 1st sta.je is cuite different if i... with v T^c„ move ir. one

direction only (runs 6, 7). Then, the averaging over random phases seens

to be better justified. ?irst quasisoiitcns grow up froni a very lov noise

level. J5ie growth rates and the final amplitudes , however, are now stron -ly

dependent on the spectral line density, as it car. be seen also fron t.~e

corresponding parts of ?i^. 4. (lor run 7 it is twice as hi^h as for run 6.)

"Hie plots of the temporal evolution of deraity, covering the 2 L length,

demonstrate events in which all the above-mentioned processes, involving

quasisolltons, cavitons and SW, can be traced.

Partially coEplenentory infornation (on quasisolitons aid cavitor.s)

is provided also Ъу I'i,;. 5, «here the L.7 energy density is presented in tine vs. co-ordinate plane in the fern cf "maps" of various с ades of rey. There, a new possibility of tracking also che free L'S arises, whereas the 3W are now, of course, invisible. To ret them both visible within the same figure, we plotled also the sun ( |s| + n) which, for a standing soliton, equals indenticaily zero. Thus, free LV, cavitons, 5W, unbalanced remnants of quasisolitons and their mutual interactions are presented in the Pig. 6.

Suomarizing the results, in all the runs performed, modulation processes were doninant, masking completely any weekly turbulent redistri­bution of free LW energy.

RuFERENCiiS A / B. II. Breiamaii, V. Li. tolkin: Zh. £ksp. Teor. Fiz. 79 11980) G57 [2] J. Gibbons et a].: J. ilaar.ia ihys. 17 (1977) 153

- 71 -

B U D : 1 <Wp> <w p >

0 6 -

0.4 H

<Pt>

ч л Л. . / ч / ~ V V V A T V ^

/•л ,л# -v % » - V v» \ I

V • M .

\/4 .-V-V

« i

#

/ I i V -' I I • 1 1

VI

- 3 0

- 2 0

(-10

BUD: 2

Wp t áW $

0 6 4

0 4

0 . 2 - /

<S>

/ЛЛ,'

.ул /

/ V

/V\ л V ^ ^ v"v -

i *

<p.>

- 3 0

- 2 0

W p l AW$

RUD: 3

F ig . 1

Run: 4 Run: 5

W p t AW$

<wp> <wp> <Pc>

w

0.4

0 2

pí

< »

0 4 -

0 2

AWS

и лЛ] ;<Pt>

y. /

Л , > / \ /

10 t

- 2 0

— 10

20 t

Run: 7

Wpt

0.6- j i i

J 0 . 4 -

0 . 2 -

AWS

<Wp> <pt>

- 3 0

г 20

10

10 20

Fig. i : Temporal evolution of the average peak energy density of trapped plasmons (solid lines), of the ion sound wave contribution to the Hamiltoman (dashed lines ) and of the LW trapping efficiency (dotted - dashed lines)

- 73 -

ч 2 1

©0

w, p

2 4

. Л Л / Ч Л Л / 1 ^ / У Л А Л Л / \ / \ Л ,

© I E J

I I I I I I I I I I I I l i I I I I I

-60 0 60 ' • • • ' • •

| n k |

WD

. л Л / Ч л л ^ - л Л Л Л Л / ч М

© lEbl

I i I i | i i i I ! f I I I i i |

•60 0 60 i i t i I i i i j ^ I { Д ' i ' l i ' ' f

|n„|

W *

© IEJ

i i i 1 1 1 i i i i

-60 O 60 1 1 1 1 I 1 1 1 I I I I I I I I I •

Wp.

2 -

/чу:иуч^^у.А A J \ A [

0 2LP

T"l" I Г | | | П Т | " 1 I I Г Г | Г Г Г Г

-120 O 120 l i l i I i i i i i l „ i i j t i 1 i t

Pig. 2 : initial profiles of plasmon energy density (solid upper curves) and of the electric field (middle) and density (bottom)spectra.

Spatial profiles of plasmon energy density (upper curves)and of density perturbations and spectral lines of the electric field and density (bottom) at the indicated times.

Spatial profiles of plasmon energy density (upper curves) and of density perturbations and spectral lines of the electric field and density (bottom) at the indicated times.

Spatial profiles of plosmon energy density (upper curvesland of density perturbations and spectral lines of the electric field and density (bottom ) at the indicated times

Spatial profiles of plas топ energy density (upper curves)and of density perturbations and spectral lines of the electric field and density (bottom ) ai the indicated times

Spatial profiles of plasmon energy density (upper curves)and of density perturbations and spectral lines of the electric field and density (bottom ) at the indicated times.

Spatial, profiles of plasmon energy density (upper curves) and of density perturbations and spectral Unes of the electric field and density (bottom ) at the indicated times.

? Д

to

In 1

Э

^

Spatial profiles of plasmon energy density (upper curves)and of density perturbations and spectral lines of the electric field and density (bottom ) at the indicated times

J I CO

?• 1

1

<

Г - J

о

«

>

> •

1 1Л

Д я 1

i -

in I

Tem, densitu nrcfi

Temporal evolution of the perturbed density profiles

• t

:1

ft

%

О

Temporal evolufi.on density pro] li г'-;

Temporal evolution of the perturbed density profiles

Temporal evolution of the total (i e plasmon and plasma kinetic) pressure profiles

! X

x,

b."

E

t

Temporoi evolution of (he perturbed density profiles

И F,, 4

Temporal evolution of the perturbed density profiles

t ^^ ra t^ '^ им,""" "iiiiliiii ftijHjwHiiihirt iiimiiiiit,v::,':-,-v-4', yf^)i^(«toiiii'i<>ii(ri.iWM'm)^ -: ^ ^ ^ ^ j ^ u f t ^ i a x ^ ý i L •'-..V.'.V.-.l.'i'.'.'JnV.Vf.in1 ,tll Jjl, J,rrřrililJIJj',l',ll,l,1,UHH»H

• -лтгхк .г.,", i; ;'. n 11 twSť.mimv.mii:"\ir,r~,„...

•pj i . : и

• •'• ' ^ T T T f f t r j . ' . t " - • « , - . . 4 fus ! . » . • ' ~~~ i / " ; : : i « v . .. . . . • • ; • „ "

м, .•, |1 . i l i i , . i I Í1^?f.|»l l , l j<|W^WflJ>il f<.-:.>; |Ji; l l>>J»,,»W*(tW*rtW^Íi i»T -ti J I ; ! .••• ' V , , . , ,,.;;.. l m-л :ягл .<1,1,и<,..1.« ^ ^ ^ ; л ;;

Л О LO О , - ; P N I <Г— Ч —

, s

%',-,

'n r i fR shoď-: -mops

У .i -

ULTRA30FT X-RAY SOURCE РОЯ THE CALIBRATION OP THE PHOTOEUISSION-ABSORBER DET3CTI0IJ SYSTEMS

Piffl V., Rauš J., Šunka P.

Institute of Plasma Physics, Czechoslovak Academy of Sciences

182 11 Prague 8, Czechoslovakia

The time dependence of electron temperature of plasma heated by REB

Is determined in our laboratory from the shape of bremsstrahlung spectra

in the range of 10 eV - 1 keV. For these measurements, the Al vacuum

photodiodes with contingent amplifying by the acceleration-scintillator-

-photomultiplier systems and zapon-lacker filters are used /1/.

The "Henke-type" л-ray tube /2/ was selected as u radiation source for calibration of the apparatus used. The concrete geometrical arrangement was designed, using the electroplating vpt (Pig. 1). The right shape of electric field with the effect of space charge taken into account игаз adjusted by little changes of the holder о and anode з width. The beam is electrostatically focused on the area 20 mm (i.e. the length of cathode -- directly heated W coil) x 3 mm on both sides of anode. The anode, heating volta~t! supply and cylindrical shielding are water cooled.

The tube was operated in the regime v/ith beryllium anode by voltage of 1 kV and anode current of 3'1 mA. By use of Al vacuum photodiode and sapon-lacker filters (Pi,". '.- - signal reduction by different i'iltei thicknes ses), the radiation intensity Ю - 4 W/ster. with 10 % part of Be,,(109 eV) bpectruJ line was found. Due to the inaccurate knowledge of spectral sensitivity of our photocathodes, Loth these values а .-е determined with inaccuracy of factoi- d.

For our T measurements /1/, on]у the spectral range uetv/een Al,2 •,

(73 eV) and 0- (l>31 eV) io used. In this range, the spectral sensitivity of AJ in log.-log. scale io practically the straight line /3/. Therefore we plan to calibrate our actual photocathodes (using the values of sensitivity ÍV-um literature can lead to the inaccuracy in T measurements of about 30 ', )

on spectral lines be,л (109 eV) and U„ (270 eV) by 3unpressioa of bremsstra-hlunr; spectra, utilizing t e radiation tn back direction compared with electron beam incidence on the anode /4/ (the change of tube arrangement).

— П л _

The X-x-ay tube was used for the calibration of amplifying sys terns accelaration-scintillator-photomultiplier (Pig. 3). Because of the inhomoceneities of photomultiplier cathode and Al light-tight shield of scintillator (it determines the threshold of accelerating voltage), the calibration must be made in tlie same geometry as the T measurements. The linearity of these systems applying photomultipliers TESLA is conserved for signals of amplitude up to 5 mA at pulse duration ICJ us.

xhe thickness of zapon-lacker filters (tenths of Aim) is measured by laser-interferometer ЧнеМе= °>633/um). The needful refractive index was determined from the position change of reflected light's interference minimum by different incidence angles of white light (n = 1,46 for А->»Л и ч

The filter thickness can be determined also from the transmitivity of radia­tion of the X-ray tube described above (Pig. 2).

REFERENCES

Л 7 Piffl V,. Rauá J., Šunka P.: Proc. XVI. ICPIG, Dueseeldorf 198J, 352 {2j Henke B. L., Tester 1,1. A.: Advar.ee in X-ray Analysis '.8 (1974), 7C

/3/ Day R. H. et al.: J. Appi. Fnys. 52, 11 (1981), 6565

/4/ Dick С E. et al.: J. Appl. Phys. 44, 2 (1973), 6 b

л F i g . l

«

•»' COIL

SHIlvLblL

/

1 1

г. 1

vO

' i1

1

mm

:• ;CDZ

o,5 d (p) °»-

15 Uacc(kV) 2 °

- уь -

bJiAou;ii-;;. iTTS WITH LAÍÍGLUIR PROBZS AT I..ÍÍDIUI.I PIÍÍ;SSUREO

M. Tichý, ?. David and Li. Šícha Department of electronics and Vacuum Physics, Paculty of jMatiieraatics and

Physics, Charles University, Prague, Czechoslovakia 'Present adďres: Department of ;.лchematics and Physic3, Paculty of Pedagogy,

Jeronýmova 10, České Budějovice, Czechoslovakia

The classical "COJlisionless" L inuir probe technique for determining the electron density and temperature in a plasma is only applicable at lov/ pressures where the characteristic parameters Knudsen number ne j-s Ae t" /Л, and Debye ratio JJj^ = f /Д _j are lar^e. At medium pressure.'.;, it i3 necessary to apply a correction to the data from the Langnuir probe which taKes into account the collisions of charged particles with the neutrals in the probe 3heath. Up Lo novi, the problem lias been partis..'iy nolved only under the assumption of the bexwellian distribution of electrons. The theory which presents the corrections for the probe characteristic for the wide range of Knuusen numbers is the theory by Chou, Talbot «»nd iVilly.: /1/ and ii.e expansion which includes а1зо the corrections of the single probe characteri­stic second derivative ana double probe characteristic by I'.le/jge and Tichý /"/ By applying the correction, it is possible to use tne corrected probe charac­

teristic (second derivatives) for the determination of the electrodes tempera­

ture and the electron density in the usual rar.nner, i.e. the electron tempera­

ture from the slope of the single probe characteristic semilo;; plot or from

the douVe probe characteristic, and the electron density either from the

electron current at the space potential of from the ion saturation current.

It is to mention that the correction for the electron temperature in the

double probe measurements does not exceed 20 for the 0 — Л ^ °°aná .vide range of Pi /2/ and therefore this method creates comparatively reliable method for the electron temperature measurement. Some difficulties arise in determining the electron density in the sense that for tnc electron density determined from the corrected ion saturation current seeno to be overestimated in comparison with the one obtained from the electron current.

In the present report we applied to the ion saturation current the correction according the theory developed by Kopiczyňski and Zakrzewski

/3,4/ and expanded down to lower Knudeen numbers OY David /j/. The measure-nents were performed for the Xnudsen number Л = 0.02 . AX this con­ditions the above mentioned difference between the electron density deter­mined from the electron and ion current was noře tha.i one order of magnitude. At the sane tine the electron density determined fro;:, the electron current corresponded approximately to the density obtained .rom the diffusion theory. 3y applying the probe ion current corrections according to /5/, the difference between the two results dropped down to a factor 2-3. This result shows that at medium pressures the theory by Kopiczynski /4/ and David /5/ is probably a better approximation of the probe ion saturation current than ohe theory /1/. However, the application of t;.e theories /3,4,5/ is United to the case of sufficiently thick probe she'..--, (orbit '.notion limit).

Prom our study we can conclude the followin :: a) It is possible to determine the electron temperature usi.a;; the double probe technique almost without corrections in wide ran/e of Л and Di . The electron temperature obtained fror. the corrected (according 'o /1,2/) electron retarding probe characteristics (second derivatives) a~ree with the one obtained from the double probe with comparative.:..-/ .-.L h pr c-'.. . :: (some percent error).

b) The electron densitv can be obtained from the pre;.о da'.a uiiher from the electrons current a~. '.he space potential (corrected ucoordi.'ir /1,ř./) or down to Л fH i from the ion saturation current; (corrected accoral:;;: /1,2/) The former method is not suitable for j \ ^ 7 because of ;,hc Ы./

correction factor (.for lower Л equal approx. to 1/n). ?or /f< у > a;, .J:-,; the orbit motion limit regime of the probe, it is -.:ible -.c use the pvo.'-e ion saturation current as a primary data and find the el. airo-: density usine the diagram presented in this report and in /5/. .'he assessment-, of the probe secondary electron current component and its contribution to the ion saturation curent of the probe (see e.;> />'./) ia also recoinmendabie.

[ i ] Chou Y. S . , Talbot L . , Willys D. C.: Phys . ? l u i d s 9(1566) , 215C

[ 2 j Klagge 3 . , Tichý Lw: s u b n i t t e d t o the Czech. J . Phys .

[зЗ Kopiczyňski Т . , Sakrzev/ski Z . : Proc . XII.ICPIG Zindhoven v 1S75)* 363

[4J Kopiczyňski Т . : Praca doktorská , ШР PAli, Gdaňsk, 1977

[•}J David P . : Thesis of the Cand. of S c i . , MFF UK Prague, 1985

THE GENERATION OP THE SHOCK WAVE IE PLASLiA ACCELERATOR

J. Píchal

Department of Physics, Slcctrotechnical Faculty, Czech. TechnicaJ

University, Prague

The gas odds resting in the discharge channel of a plasma accelarator

after the evacuation are compressed due to moving plasma cciuLin in the

plasma accelerator. The formation of plasma column front at the boundary

with rest gas depends clearly on the manner of energy transfer from plasma

to the rest gas. The mentioned energy transfer can occur cy two kinds of mecha­

nism - by ionisation and by simple particle collision?.. It is simple to

find the boundary of the plasma column and the rest ; .;, when no ionisation

effects occur. The atructure of rest gas layer in this case resembles very

nearly the classical shock wave known from the gas dynamics. In the other

case, in which the energy transfer is caused by ionioation, the rest gas

layer quickly disappeares due to mixing effects.

With regard to the problem of the mechanism of this events, r-air.ly

-the phenomenon of forming the front of shock waves, our interest haс bf on concentrated mostly in the time development of compression of the res: gas in

the parallel plate plasma accelerator. Study of the time development of the intensity of plasma li^ht radiation enables us to suppose, that main cause of this processes is the variation in the stability of terniodynamc equilibrium of plasma column. It seems that the classical model of the shock waves may be appropriate also in the parallel plate р1азгпа accelc::-\ •;•-.

REFERENCES

[ l j Rothhard L. : Zur Dynamik und Elektrodynamik der Ubcrschal l - Plasma-

stromun^en in i nduk t iv - hydrodynamischen S to s swe l l en roh r , Creifswald

Univers i tat 1973

[2 J Honma H., Yoshida H.: Proc . 12th Int . Symp. on "hock 'i'u'nos fmd '.Vnves,

Jerusalem 1980, 215

[3] Píchal J . : Ph. D. Thesis - to be publ i shed

LiONTE GAiilO SIL7JLATIOIJ O? COLLIDED ILASLIA IONS

lil CUTER LLECTKIC /ILLD

K. Teplánovd

Institute of Physics and Biophysics UK Bratislava

The í.ionte Carlo nethod has been used to simulate movement of icns in

cold parent gas and uniform electric field. Charge exchange and elastic

scattering was used. As the work is aimed to test the ability cf Monte Carlo

simulation in an unhomogenious electric field, the simulation of a large

number of ions in several collisions v/as followed instead the usual way cf

following a single particle in many collisions [l»2,3J.

The electric field was entered by a monoenergetic beam of the speed

U * U = кUj e i к is the correlation ratio between not о LO ЛЬ

adequate initial drift velocity of ions at the start and '„he drift velocity answering the steady state in given cuter conditions. As every point of the space is equivalent with regard to the uniform field, all the ÍG-.Í: were let to suffer the same number of collisions.

The velocity and energy distribution function and mean values of ion

motion characteristics were calculated. Then the number of collisions, the

lenght and time of relaxation necessary to achieve steady state were ova-

luted in dependence on k.

Lon r df efi

The normalized q u a n t i t i e s : e l e c t r i c f i e l d L a —— ','-.- , ic

dz, hi . speed \i ш \t /if- , the length between two succesive collisions / »у(/д, collision cross section Š9

SG0T1.0 n\t- , concentration of neutral

-jaa X • fig /n + 0 i A = £ c X- w e r e used» w h e r e Л a £Q Jí T„ /Я+ое* index L denotes the field direction.

у. я лТ.//П± i ft j , is the ions concentration in undisturbed plasma,

Charge exchange model. The cross section has the form , steady state drift velocity is UJ* • Elfi » probability of tine between two succesive collisions equals / ii) * fiéXD (-/li) • To get the

solution, only one collision is needed. The distribution function*-

are independent on the ratio E m .

Hybrid model. Elastic scattering collisions are performed, while the

ldS croa.<; s e c t i o n v e l o c i t y dependence i s : S (u) * Sn U. . UJC and

i a i.he same ан previously. The distributions / (U/LLJ* ) -re independent.

on Elň . Рог the lenght of drift space, needed till the ions distributiona £ I A, ^

i-elaxes, L * ~- (—- ) L4 is valid. t1 A

— к i L

i

С 6

1.44 ,

C 1 5

1.18

1 4

0,76

10 о

3.35

Table. The number of relaxation collisions i and relaxation length L • X /j_ for E • 10 , A * 10 in dependenoe of k.

Kon-constant collision frequency model. Elastic scattering collision is assumed, while the cross section velocity dependence is: S (u)m S0 U.

A collision with zero deflection angle /2/ is introduced to avoid the troubles with t determination. The free time between two succesive elastic

real' collisions is then given as the sum: Гл1 *.А *2Г i -,-, + °^ elastic Y null

Probability / ( £null>real)= A ^ e p ^ i ^ , , ). A ^ - J j i ^ , , i»

the common constant reaction rate of one of the two - null or real - colli­sion. In steady state Ц considered velocity is *

S ~ A < | u ' * n > umai ~ l мшх/н '

, The maximum i n the model

The accuracy of the meun va lue s i s of the order of 0.1 % for a l l t e s t e d

models (a l ready fo r 200CO p a r t i c l e s ) , whi le the d i s t r i b u t i o n func t ion

accuracy depends on the \ number of i o n s , number of h is togram i n t e r v a l s ,

width of the his togram v : ud i s bound to c e r t a i n i n t e r v a l of h i s togram. For

{4OOOO,40,4u a j J , the accuracy i n the ( l U - , 2 0 - , 3 0 - ) t h i n t e r v a l of { (U.)

i s about (5 ,8 ,10) £ .

REFERENCES:

[ 1 ] n]n;Uerud H. i t . : Tech. Hep. EXP 7 2 - 1 , Norwegian I n s t i t u t e of Tech.

Trondheim 1972

[ 2 ] Lin 5 . L . , Bards ley J . IT.: J . Phys. В 8/1975/17

[ з ] Lin S. L . , Baraeiey J . II . : J . Chem. Phys. 66/1977/435

* - 1С? -

SOb£ PRACTICAL CONSEQUENCES OP TRICHEL PULSE THEORY FOR NEGATIVE COROIÍA APPLICATIONS '

I.I. Černák, J. Skalný Dept, of Experimental rhys., Faculty of Ii athenatics and Physics,

Komenský University, Klýnska dolina P2, 842 15 Bratislava

If the negative vpltage applied to the point of a poiny-to-plane gap

is increased from the threshold voltage to the spark breakdown voltage,

then three separate phases of the discliarge may be observed depending on

the electrodes configuration, the air pressure etc. Thjise are, an initial

regime characterised by irregular current pulses, a Trichel pulse regime

characterised by regular pulses, with frequency of the order 1-10^ kHz, and

finally, a continuous glow regime. Prom the viewpoint of negative corona

applications, the Trichel pulse rejjime is particullary important.

Л commonly accepted r.iodel of thte Trichel pulse formation was developed by Loeb [l|« According to Loeb tho reason for the quenching of the initial Trichel pulse rise, which leads to the pulse cenoration, is the attachment

ч of free electrons in front of the ior tzatlpn region in an immediate vicinity of the cathode. However, according to several recent studies [2-4J , the reason of the rapid quenching of pulse is thi positive space charge novemont. According to those new theoretical opinions. f\ee electrons can penetrate into the outer layer of discharge. This experimentally confirmed conclu­sion p-bj is interesting from the viewpoint of the»majority of the known negative corona applications, for example: - electrical precipitation and separation processes rite ones of main corona--aided works, and have been widely employed in various'fields. Up to the present time, designers have normally employed the sinpl» continuous discharge model given by Towsend [7-8 J which, in accordanof with loeb theory, assumes no important role of free electrons in process of aerosol charging

* * However, according to some recent experimental studies [9-1pj'}y charging by free electrons borah.-irdmeat, io of much creamer importante in \lectrical precipitation process than hart been supposed so that a more precise theory is necessary, especially for electrostatic precipitators in the ca\e of pulse energization [ill • \ " electrcts arc commonly formed by negative corona charging of nonpolŽLr polymers [i J . According to experimentu! results reported in reference*[1 Hj,

10.

vibraflfconally e x c i t e d molecules genera ted i n n e g a t i v e corona d i scharge

as energy c a r r i e r s to the polymer s u r f a c e , and a r e e f f e c t i v e i n j e c t o r s

nega t ive cha rge . On the o t h e r hand, charge i n j e c t i o n could not Ъе d /xec ted

in the caseNof p o s i t i v e corona o p e r a t i o n . Consider ing r e l a t i v e l y

l i f e t i m e of v i f c r a t i ona l l y e x c i t e d molecules i n a i r , t h e s e f a c t a f a r e probably

r e s u l t s of e x c i t a t i o n Ъу f r e e e l e c t r o n s i n the o u t e r l a y e r o ^ n e g a t i v e

corona i n the v i c í j j i t y of polymer s u r f a c e .

- i n corona polymer ' y i r f a c e t r e a t m e n t , analogous p rocesses could p lay an

important r o l e . This assumption i s i n t e r e s t i n g , f o r example, from the

wiewpoint of o p t i m i z a t i o n of working gaseoua mixtures composit ion И 4-15] .

\ / REFERENCES: \ /

[ l ] Loeb L. В . : E l e c t . Coronas» Univ. Pres a» Berke ley , 1S65

[2 ] Dancer P . : These do D o c t . - I n g . , Un iv^de P a r i s - S u d , Orsay, 1978

[3] Cernák M.: MSc t h e s i s , Univ. JEpmenpKého, B r a t i s l a v a , 1978

[4 J Lean Ы., Korge H. , Kudu K. : J . frjys. ( P a r i s ) 40 (1979) 245

[5] Cernék M., Skalný J . : Czech. $$± (1984) 926

[б] Goldman A. , Sigmond R. S . : ý. Phys. ' ' . (Paris) ^0 (1979) 443

[7] Revnivcev V. I . : F i z . osnevy e l e k t . s e p a r a c i i , Kedra, Moskva, 1983 f

[б] S t r auss W.: Ind . Gas C^/aning, Pergamon p r e s s , Sydney, 1976

[9] Landers E. V . : Pro с . , í EE, v o l . 125. No 9 (1978) 1069

[10] lie Donald J . R. e t ^ l . : J . Appl. Phys. %± ( í$80) 3632

[11] láilde H. I . : IEEJÍ Trans , on Б 1 . I n s u l a t i o n 1_7_ (1982) 179

[12] S e s s l e r G. M . : / E l e c t e r s . Spr inger -Ver lag , B e r l i n , 1980

[13] Haridoss S.y 'per lmnn M. Ы., Carlone C : J . App . Fbys. 21 O502) G1C.G

[14] Die Andewphde Makromol. Chemie 120 (1984) 177

[15J Skalný / . , Hrivnáková V.: Chemické vlákna 2 (1982) 80 \

\

104 -

Alii i'iii:; FILL'S PRODUCED BY D. C. REACTIVE bíAGIIuTROIJ SPUTTERING

J. Švub, J. KSusil Institute of Physics Č3AV, Ha Slovance 2, 180 00 Pra, 8 Czechoslovakia

D. c. re\ctive magnetron deposition of Allí fiiftns in Ar-W_ mixture by means of thAplanar circular magnetron, and the* relationship between the microhardness-- of A1N films and a partial pressure of nitrogen P.,- in a deposition chamber were studied, /

The cylindrical stainless steel chamber/was equipped by a planar circular magnetron with\S9,99 % Al target it diameter 120 mm. The chamber was pumped to 0,001 Pa byVin oil diffusion pump before backfilling to a total pressure PmQrr /еэе 0,4 '\. Films weaé deposited on £lass plates 26x22x1 mm at the substrate - target disVince 50/mm and a constant discharge power

1,3 kiV. The film thickness v/as \eaaared with a profilometer, and the de­

position rate ад was calculated fljpm the measured thickness and the de­position time. The Vickers micr0har\ ness of films was measured at indentor load of 20 г.

At low pressures pr?) uf> to 0,1 Pa,\the with а^л/ 0,5/um/min. Deposition rates wel equal to a.Q of pure Al,-In the nitrogen par'

metallic films v/ere deposited approximately constant and .al pressure interval 0,1 Pa

to 0,2 Pa, aD rapidly decreased to a value of\p, 12 Aim/min at p,,- = 0,2 Pa. At higher pressures pN2> °»2 pa* ац already decreased slowly. The strong decrease in the deposition rate is due to covering о" the tarcet surface by aluminium nitride /"1/.

All! films are very hardj the dependence of microfcardness (HVM)2tJ on nitrogen partial pressure p„2 has a maximun and the ш а х х ш microhardness achieves the value of about 5000 kg/mm . At low pressures ta,-?, Al films y/ith a small amount of nitrogen were deposited and their miV-ohardnesses v/ere low. As pj,p increased, the microhardness strongly increa^d and the hardest films v/ere deposited in the range of р„2 = 0,20 - 0,29 \|a. At the highest pressures pj,p = 0,3 - 0,4 Pa, the microhardness decreasedVmt it / 2 \ still achieved hif,h values 'ibove 25D0 kg/mm . The maximum microhard\e3s of A1NX films ir, fully сощ;ш-пл,л- vrith that of TiN, TiC, A1?03 films fc instanco.

- 115 -

A lál .V CZECHOSLOVAK ТОКАЫАп CASTOR

Badalec J., Latlov J., Jakubka K., Kopecký Vi., Korbel §., Krytika L., kanula Г., ireiniiaelter J., Stockel J., Valovi č Li.,

Žáček F.

lne ti tuts of Plasma Physics, Czechoslovak Academy of Sciences Pod vodárenskou ve:,! 4, 18Я 11 Prague 8, Czechoslovakia

šiřino the last yaer Ъ 8 4 the tokamak 'Л1-1-МН of the Institute of Plasma Physics, Prague, v/as reconstructed. The main aim of this reconstru­ction was to make a completely new vacuum vessel with a sufficient number and sufficient size of the diagnostic and Ш? energy input ports. As has been published earlier £l,i',3J , the main results concerning the LH wave-plasma interaction carried out on the previous ТМ-1-Ш machine, were characterized by stron•/ nonlinear effects. These effects arose due to the enoruous power flow density of the order of 10 kW/cra^, caused Ъу the insufficient geometrical access to the plasma. The reconstructed tokar.iak with а папе CASTOR (Czechoslovak Academy of Sciences Torus) enables us to use a phased waveguide grill and so to avoid such situation. Two types of such a 4-waveguide grill (10x165 mm) are nov/ under concrucuion. One, more flexible from the physical experiment point of viev/ - with a variable phase shift between adjacent waveguides. The second, more simple from the manufacture point of view - with a fixed shift 120 degrees (made one waveguide 50x16Í5 mm by partitioning it into four waveguides with tne sa:,e smaller transverse dimension 10 mm; for obtairin • the required pnase shift

the greater transverse dimensions of the individual waveguides are chooseu

in proper v/uy).

The vacuum vessel of the CANTOR (major radius 0.4 n, ninor radius

0.1 m) is made from st-ainless etecl sheets with a thickness 0.5 nm arid

was manufactured completely in IPP. The technological procedure of i^s

manufacture was following. First of ail, welded cylindrical sections with

a central angle about Ь° were prepared from the steel sheets. As a rein­forcement and, aimultaneour-.ly, a .'springing element (for compensation of the th'-riiiu! dilatation -iu.-•!;.,; baking up to 300' С a; cl dynamic impact duv,i.r: • the toknr.mk disc:.'1" /•) three "waves" in the centre of each cyJindri-

- 117 -

cal segment were pressed on the lathe (depth of the waves 8 inn). The prepared bellows have been welded successively together with si:: diagnostic sections. The parts of copper shell and corresponding toi-cidal field coils has to be mounted simultaneously during the tokamak assembly. The T-form diagnostic sections are made of stainless steel sheets 1.5 ran thick. Pour of them are identical, whith dimensions of horizontal port 43x147 ram (vertical ports are a little smaller). Two, the main ones," intended for applying of a waveguide grill, have dimensions of horizontal port 88x207 mm (i.e. the whole liner diameter). Unlike the old tokamak vessel, the CASTOR vacuum vessel must hold a u.jchanical loading by atmospheric pressure -there is mo outer vacuum space between the liner and the copper shell any more.

CASTOR tokamak was put into operation at the end of 1У&4 and the first months of 1985 were devoted to the study of the start-up discharge phase 4 J . The experiment is gradually equipped by common diagnostics. A set of Langmuir probes has allowed us to measure the distribution of the electron density and temperature almost over the whole radius of :,he п'тзти

column during the start-up discharge phase. For precise measurement the plasma current, a Rogowski coil in the limiter shadow v/ns de^elo;cd. To have more information about the lov/ energy part of the distribution function of fast charge exchange neutrals, v/e started to develop a time-of--flight analyzer. In these days, installation of the simpler type of 4-waveguide grill is going. The first RP experiments concerning the LH v.nve current-drive generation are supposed to start in June 1985.

REFERENCES [\] Ďatlov J, et al«: 9th tíurop. Conf. on Contr. Pus. and I'lasi.ia Ihysics,

Oxford 1979 [2] ietlov J. at al.: 1Uth Шгор. Conf. on Contr. Pus. and Пазпа Physics,

Moscow 1981 fjj Badalec J. et al.v Czech. J. Phys. В 33 (1983), 787 /V Valovlč M.: in this Prodeedings

- 113 -

ÍKÍJJAKJOVÍJÍ Oil THE CAu'i'OR TOKAI'-Ar.

Valovič E.

I n s t i t u t e of Plasma Phys ics , Czechoslovak Academy of Sciences

Vod vodárenskou věž í 4 , 132 11 i ' rajue 8 , Czechoslovakia

ABSTRACT .

I t « ш shown exper imenta l ly t h a t dur ing the induc t ive /okamak breakdovm, -' _ _ _ _ _ _ _ r

s t rong over thermal plasma p o t e n t i a l i s g e n e r a t e d . flH_MM~aÉp| tsonvect ive l o s s e s dur ing the breakdovm er-e- 'řneasured. The mechanism^ of the l o s s e s

• • - e l e and of the generation of electrostatic field -аа?в- discussed. _ Л

INTRODUCTION

As is known, the time delay between switching-on of the ohmic heating circuit and the formation of plasma with substantial density car; bo minimized by a suitable external perpendicular magnetic field. During this time interval, the electron density rises due to avalanche ionization: n **e' . The exponential rate is given by у /3 -T~ , where lossless avalanche rate /3 is a known function f\J of the reduced toroidal electric field li/n /n-filling atom density) and €" denotes loss time. Dui-J.r.. the avalanche, the noloidal magnetic field is smaller than the total perpen­dicular magnetic field Bj_ (the sum of the external and stray fields). Several mechanisms of breakdown losses have been proposed. Geometrical electron losses [2j give T= a/(VpBx/3m), where v^ = I /(íaen^ is the electron drift velocity, I - plasma current, a - plasma radius e - electron

charge and B,. - toroidal magnetic field. Ambinolar toroidal drift for

E:, - v;) = 0 leads to Bohm-like diffusion f?J. In the case v^ •- О, В / 0 and fully ionized plasma an expression for f is found in fitf. In /V, breakdovm betv/aen limiters аз electrodes is considered. The picture of the toknmak breakdovm is not clear up to now. The present paper is a contribution to this problem.

EXPERIMENT

To investigate the inductive breakdov/n we try to look simultaneously for lonseg und tiie pla;;na :.<>f;ential» Measurements were performed on CANTOR i-okamak with major radius i- - 0.4 m and plasma radius a = 8t> mm. 'i'iie schomo of the experiment is shown in Fig. 1. Net plasm current was

measured by rtogowski coil inserted into the lirniter s:_idov,-. Pleating potential at the plasmo edge was detected by a set of Langmuir probes.

Toroidal magnetic field Bm=1.3 T and filling hydrogen atom density 19 -3 n=2.;>x10 m was held fixed. The dynamics of the breakdown for 5 =-1 nu,

vertically oriented, is shown in Pig. 2. Plasma current exponentially rises up to the breakdown value I R, corresponding to the transition into the fully ionized plasma conductivity. During the exponential р:1азе, the electron drift velocity changes slightly, and the plasma current is proportional to the electron density. Floating potentials u ,T rise to high values and then relaxe after formation of the rotational transform. It indicates generation of perpendicular electrostatic field,•antiparallel to the perpendicular magnetic field. Floating poterť :t] is large in comparison with the probe sheath potential (electron temperature T =10 e V ) . Therefore, the peak value of the electrostatic field is approximately t';e difference of the floating potentials: 2 a£ = U ~ ( 1 ) - U.1T(,2). Further,

we changed perpendicular magnetic field both in vertical and horizontal

directions in the interval f -B»| = 0 - 2 mT, Breakdown voltage rises .viti.

|BjJ} U Q = 20-36 V. This interval corresponds to th" electron dr.'f .

velocity Vr, = (0,85-1.3)x1U m/s and to the exponential r a t e ^ = ('.t -1. )z

х Ю ^ з " . Pig» 3 shows the dependence of the electrostatic field, t,he relative 1оззез and the breakdown current on J B J J . A large scattering of points is caused by a apace inhomogeneity and time modulation of ::t

magnetic field. The electrostatic field is proportional toJBj_|; ii,= -bx'lQ B.[\i/n\f mTj . Losses _Д are defined as the ratio of the lost electrons to all electrons born in 1he avalanche: Я 1 - ť I/i , v/her

f -- (1/1 )x(dl /dt). The losses are proportion».: to the magnetic fie--; ' P ť and reach more tlian 5U ',o. Breakdown current in roughly independent cr. :;

17 — 4 The corresponding electron density is n Q = (1-2)x10 'n J.

DI3CU3SICÍÍ

The observed electrostatic fiexd is strongly overthermal: r.ť.jj; '•'-•• '"-',• The field is generated by a charge separation of electrons and ions (fixe:), The velocities of t.ie grundient and contr.i.l'o ;.ч! (irift.; чоо negligible ond the р1мг;ма tli.cn polarizes only duo1 to tne díro-; ted flow of electrons along the lines of force. The ore t i on. j ly, the oj <><-,\,••<•.; to i.i •••. ,"j o i d '•,:•.; rl.oo

иу to the steady state value л.-- /, Fi .,/B , , when rgootrori o-;:"-v;n t v;.i.:ii::iv;:,,

In experiment, steady state is not reached because the time о;' equilibration of space ciiarge a./iv.£,/»„') — 0.1 ns is comparable with the duration оГ the avalanche. Thus the value of the electrostatic field in our experiment is about one half of .he value i£tBT/B , .

Charge deficit is muc:i more smaller than the relative losses:

- ^ * -Ц£*- * i0's« A ( - vacuum permit t ivi ty) and, therefore, the mechanism of individual

езсаре of electrons [2jcar. not be accepted, flic measured losses ci:. be

explained by ii x В d r i f t . If v/e assume homogeneous profiles; for t:.e

e l e c t r o s t a t i c f ie ld and the electron density, the 1озв time i s

__ o 3TCL r- jň-r % E± '

for В = 1 ní. This value is in a t;ood a.-raenent with the tine determined from the exponential rates: ь= (/lA.)~ c*2x10~ys. It must be noted, that ae­rate of current rise may be partially effected by a "rever.,e,: effect of electrostatic field.

Generally, the described mechanism ca:; talrs pi?.ce if the toroid.-.l current exists but the poloidal magnetic field does noi, yet prevail the perpendicular' one. Therefore, it may appear in non-inductive curreul-rir.o experiments as well. Finally, note tiiat the energy flow on the limitcr is negligible during the breakdown (1 kW as compared v/ith 1ПИ k,V in the developed discharge in our experiment). But a greater danger arises f:•'•• r. enhanced arcing probability due to the large plasma potential.

The author is grateful to the tokamak toau for hei;j ď.irinj experiment.

KEPEREKCiiS

Д 7 Buffa et al.: Phys. Rev. ЛЗ Ú97D 955 A 7 Papoular H.: iiucl. Fusion Jj> (1976) 37

/ У Abramov V, A, et al,: Pizika Plazmy J_ (1975) 'J36 /"4/ Parail V. 7, et al.: in Plasma Phys, and Contr. Uvr.,. i\ision iiec.

(Proc. 10th Int. Ccnf. London 1984), Vol. 1, IA.iA Vienna (19B5) 60S

- 121 -

LINER , IIMITER

R O O O W S K i n r PROBES СОИ. * 1,2,3,4

Pig. 1 Scheme of the experiment

40

20

10

0

| i

r Í

Í •

1 • 1 •

. .•-*'p

1 1

x ._

§

10*

ю*

юа

юс

0 W 0,« 0,6 W 1

Pi£í. 2 Evolution oi' loop voltage U, ,

plasma current I (in logarithmic

scale) and floating potentions U„L

•Т б г» о

L=J 3

• • • f • _^_—y t

• • X -• уь

• • X»

80

40

0

• • •

' I у 1 • Ir

* т * • • *ж

-* •

г • у ^ •

• •

г* LŽI 3 . t i «' »

I : *• :« I

IBJ [mT]

Fig. 3 The dependences of the e lectros la t i c t'icxd, the looses and the breakdown current on perpendicular magnetic f ie ld

123 -

ЗАВИСИМОСТЬ РАЗРЯД ОТ ВлР'ПоКАЛЬНОГО МАГНИТНОГО ПОЛЯ

В ГОКАМАКЕ ТМ-1-Ш

Л. Крышка, П. нагула

Ушститут физики плазмы АН ЧССР

При намерениях на токанаке ТМ-1-МН была обнаружена зависимость тока-

мачного режима от постоянного вертикального магнитного поля. Режим отличался

величиной напряжения на обходе U;ооТ > величиной сигнала хестково ртг.

излучения (IPil) и спектрами мягкого ртг. излучения (MP»i).

На рис. 1 показаны зависимости напряжения на обходе и интенсивности

ЖРИ от постоянного вертикального магнитного поля Зу . Из в той зависимости

следует, что в области значений 0 ,3 - 0 ,4 нТ режим начинает меняться.

Напряжение на обходе U iiufp падает на половину своего значения и резко

возрастает интенсивность ЖРИ. На рис. 2 показана зависимость изменения

интенсивности ЖРИ во времени, где параметрем является величина вертикаль­

ного магнитного поля. Видно, что интенсивность ЖРИ чувствительна к посто­

янному магнитному полю через всю длительность разряда.

Сравнением температуры электронов Tg определенной из диамагнитного

сигнала и из проводимости плазмы была обнаружена разница в значениях Tg .

Поэтому был измерен временной ход Tgt и 7<g.. в зависимости от верти­

кального магнитного поля. На рис. 3 показана эта зависимость. Сразу видно,

что Tg f ее зависит от Ъу а Те ц значительно зависит от lby , причем

в интервале значений 3$у - 0 ,23 •» 0,35 мТ можно говорить что Tg á /1 ..

т . е . функция распределения электронов по энергиям является изотропной.

При значениях Зу У 0,ЗЕ> мТ ( т . е . когда сильно возрастает ЖРИ) становится

функция распределения электронов веизотропной а в плазме существует больше

электронов с вектором скорости паралельнмм тороидальному магнитному поле

3 Тл» * чем электронов движущихся перпедикулярно Зу-ОЖ * Электроны

с паралельнмм вектором скорости находятся в режиме ускорения и при энергиях

Е - 0 ,1 MeV - 1 lieV падают на диафрагму и излучают ЖРИ, которое

регистрируется детектором. В связи с тем, что ускоренные электроны могут

достигать больших скоростей, они могут нести большую часть электрического

тока. Как видно из рис. 2 Ж?п начинается в начальной стадии разряда.

Поэтому причину возникновения ускоренные электронов надо искать в начальной

vjaae разряда. Ото подтверждается л спектрами iipyi, которое снималось в интер­

вале энергий Е = 1 • tíO к е У . На рис. 4 показаны спектра МРИ при двух

значенлях Jj v . При £ v = 0,23 мТ средняя энергия надтепловых электронов

во временном интервале от X* - 2,5 Я ^ по Eg = 5 т есть 13 ке V

а при значениях Зу - 0,S2 мТ есть только 4 ке V . Таким образок при

3V У 0,35 мТ электроны ускоряется в начальной стадии разряда до энергий

£ > G,i Me V и поэтому в спектрах МРИ высокоэнергетические хвосты

отсутствуют.

Для уточнения условия возникновения ускоренных электронов, измеряется

в начальной стадии разряда временной ход напряжения на обходе иLOOf

в зависимости от величины Ъу . На рис. 5 показана эта эаписимость и видно,

что с увеличением значения 3V опаздывает начало разряда. Причиной

этого является тот факт, что при значениях £>v больше оптимального, ось

воаниканцего токового канала находится далеко от оси разрядной камеры, ток

не течет через все сечение камеры а лавинная ионизация вознихает при боль­

шем электрическом поле. В следствие этого сильного электрического поля

электроны переходят в режим постоянного ускорения. Из простых предположений

мы можем оценить зависимость отношений < Я з . "*• : —ЯШ. о т значения Ъх, . 1*1 Ir.r

Эта зависимость покааана на рис. б, из которого видно, что ток несенный

ускоренными электронами может достигать 30 % полного тока или 40 % тока

текущего через плазму. При ятом оценки плотности ускоренных электронов

показывает, что: ае ^ 1.10 т Пл>, 1. 10 т

Таким образом плотность ускоренных электронов является пренебрежимо малой по сравнению с плотностью плазмы.

Voe>M

u

Ж-ц. ^ 4

x г[ V

* .

v *

К к-

,ЫЮ OfiS Ofi9 0,92. %1S

Рис. 1

tw Рис. 2

1.?C -

I V (OJ ' [eV]

400.

300. ;

i С

200r

1001

2-0,23m7 3 - 0,35 wT 4 - 0,69 «7 5- t l í "7" tfms]

Рис. 3

100

10

1

» :

•

»

i

— i 1

dE

— i • —

- • 1 1 1 1 ? ;

• •

" ^ ^

• .

\ -

. \ 4 k*V

lv;0,92 mT

l(keV] —• * i » - i « _ _ _ .

2,7 5,8 8,9 12,1 15,2 18,4 20,0

Рис. 4

« 0

se

, VIOOPW

/ .

т —

г

_ » _ -

\ \

1

\5

•

т -т -N

\

\ \ \ \

1 | _ _

•

-

ÍM 100 200 300 НОО 500 600

Рис. 5

о,ч

0,1 о*

1 • 1

*»

Г ' ' ' • // /'

/

- т -

*

, Ь\М

0,Б 1,0

Рис. 6

О РЕЗУЛЬТАТАХ оКСПЕРпМ^НТОЗ й ЧИСЛЕННОГО СЧЕТА СОЗДАНИЯ

w НАГРЕаА БЕСТОКОВОЙ ПЛАЗМЫ В СТЕЛЛАРАТОРЕ Л-2

a PESb.Lir. ЭЛЕКТРОННОГО ЦИКЛОТРОННОГО РЕЗОНАНСА

К.А. Сарксяа институт общей физики АН СССР

АННОТАЦИЯ

Проводится сравнение результатов экспериментов и численных расчетов

по оЦ? созданию и нагреву бестоковой плазмы в стеллараторе Л-2 . Высокая

эффективность нагрева электронов необыкновенной вслной может быть объяснена

ее циклотронным затуханием за один проход поперек плазменного шнура. Пока­

зана возможность оптимизации эффективности поглощения необыкновенной волны,

а также указано на неоклассический характер процессов переноса в созданной

в режиме ЭЦР бестоковой плазмы а Л-2 .

В прошлом году на звенигородской конференции, а также в ряде публи­

каций Г1»2*1 сообщалось о результатах экспериментов по созданию бестоковой

плазмы и ее нагреву в режиме электронного циклотронного резонанса (ЭЦР)

при &>р = &fyu на стеллараторе Л-2 ( Ш0 - круговая частота СЗЧ излу­

чения, 60//е - гирочастота электронов). Создание и нагрев бестоковой

плазмы позволяет, в принципе, изучить возможности стационарного удержания

плазмы в отсутствие тока в стеллараторе. В отличие от экспериментов на

других установках, на Л-2 первоначально исследовалась возможность совдания

и предварительного нагрева бестоковой плазмы СВЧ волновым пучком с необык­

новенной компонентой поля ( ) . Очевидно, что оптимизация пред­

варительного нагрева необыкновенной волной должна повысить эффективность

дополнительного нагрева обыкновенной волной. Особенности распределения

модуля магнитного поля в стеллараторе Л-2 позволили ввести необыкновенную

волну со стороны сильного поля через верхний натрубок (рис. 1 ) . Как видно

из рис. 1, наличие винтовых обмоток приводит к чссиметрии поля относительно

горизонтальной плоскости и к появление в области так называемого "седла"

значительного участка однородного поля (в пределах + 0,02 В) . Последнее

обстоятельство может приносить к более сильному по сравнение с токомаками

- 124

поглощению СВЧ мощности, если волновой пучок будет проходить черег область

"седла". Другая особенность Л-2 - эллиптичность сечения плазменного шнура

(см. рис. 1 ) , что усложняет карт.шу рефракции волнового пучка. Эти особен­

ности, а также винтовая закрутка сепаратрисы существенно изменяют условна

распространения и поглощения волны в стеллараторе Л-<2 по сравнению с тока-

маками. Поэтому аналитические оценки коэффициента поглощения П из ив вес т-

ного выражения для оптической толщины необыкновенной волны f 5 не

адекватны условиям эксперимента. Потребовался численный счет лучевых тра­

екторий ' циклотронного поглощения вдоль них конкретно для параметров Л-2.

Нетривиальной оказалась и оптимизация эффективности поглощения необыкно­

венной волны в условиях нестационарной концентрации П.е и электронной

температуры То • Поскольку для необыкновенной волны при 71 _ < 71 „_ Т Г значение /7 /г/ —- - , то / может стать значительный и при налои , н fi н

если низка концентрация плазмы. Однако по мере увеличения концентрации

коэффициент поглощения может уменьшаться, а скорость роста Tg упасть.

Решение уравнения баланса позволяет получить для качественного сравнения

с экспериментом динамику изменения Те в зависимости от тех или ишх

параметров и прежде всего от временного хода концентрации 12& ( с ) , ^з

решения вышеуказанного уравнения следует, что температура растет тем мед­

леннее, чем быстрее нарастает концентрация и чем больше ее начальное зна­

чение, наконец из радиального профиля температуры электронов и энерговклада

можно сделать выводы о характере переноса тепла в созданной при ЭЦР плазме.

Для этой цели был выполнен численный счет энергобаланса в ранках неокласси­

ческой теории 6 для различных радиальных профилей энерговклада СВЧ волны.

Рассмотрим коротко основные результаты эксперименте. Напомним, что

в камеру вводился СВЧ волновой гауссовый пучок с Я - 10 ш , У0 =

- 90 • 100 кВт, L0 - 7 •» 10 мсек. На входе в натрубок диаметр пучка

составлял 50 мм, а расходимость +6°. Были реализованы два режима экспери­

мента. Первый из них - с высокой эффективностью поглощения СВЧ мощности

и нагрева плазмы, который достигался при предварительной ионизации газа -

водорода ( /Z .0 - »Ь • 1.10 см ) и медленном нарастании плотности

плазмы в течение всей длительности СЫЧ импульса (рис. £ 0 ) . Б этом режиме

температура электронов достигала максимума во второй половине СВЧ импульса,

а затем несколько уменьшалась (рис. 2в) . Зависимость температуры от магнит­

ного поля носила при этом резонансный характер (рис. 3 ) , а радиальное рас­

пределения 1в (X ) указывало на то, что СВЧ энергия поглощалась, в основном,

в центральной зоне ( / Л ^ 0 ,5 , рис. 4 ) .

Второй режим - с низкой эффективностью поглощения и нагрева характе­

ризовался быстрым (аа 200-300 мсек) нарастанием плотности (рис. 26) и имел

место при недостаточно высокой концентрации электронов предварительной

ионизации { fleo < 0,5.10 см ) или же в ее отсутствие. В этом случае

в течение всей длительности СЗЧ импульса / g He превышала 100 эВ.

В режиме эффективного нагрева максимальная величина температуры

Р["о ~ 4 0 ^ • 6(Эй э В ПРИ ^е ~ 4 * 5.10 см" , полное энергетическое

время удержания С^ = 2 * 3 мсек, энергосодержание плазмы Иг — 80 Дж

пр»1 коэффициенте поглощения 7 з ~ 3 0 * 45*«

Основной вопрос, который, по-видимому, следует задать, может ли цикло­

тронное поглощение необыкновенной волны за один проход обеспечить наблюда­

емую в эксперименте высокую эффективность нагрева?

Обратимся к результатам численного счета лучевых траекторий и погло­

щения вдоль них, выполненного при конкретных условиях эксперимента на Л-2.

Численное моделирование показало, что, во-пзрвых, при концентрации # g = 12 12 —3

= 10 4 4.10 см эффективность циклотронного поглощения аа один ПРОХОД

достигает 30 * 40%, а при fle - 6.10 см" падает до 10 + 15,6 (рис. 2г) ,

что может объяснить наблюдаемый в эксперименте спад / t f . Столь высокая

эффективность поглощения обеспечивает прежде всего увеличением угла наклона

волнового пучка к вектору магнитного поля (угол & ) в плоскости перпен­

дикулярной малому сечении из-за преломления на наклонной границе шнура.

(Рис. 5а) Как видно из рис. 5а,б. протяженность участков траекторий с отно­

сительно сильным циклотронным поглощением ( Г > 0,1) велика и составляет

несколько сантиметров, что повышает значение коэффициента поглощения у .

Во-вторых, эффективность однопроходного поглощения в зависимости от 3

носит резонансный характер (ркс. 3 ) . В-третьих, при значениях магнитного

поля, близких к резонансному профиль энерговклада соотствует преимущест­

венному нагреву центральных областей плазменного шнура (рис. 4) . Наконец

отметим, что коэффициент noiлощения при П- — 6.10 и \L ~ 30 • 50 эВ

составляет всего 2 * 3*, чем моя но и объяснить слабый нагрев в режиме

быстрого нарастания концентрации. Таким образом в райках однопроходного

поглощения волнового пучка с необыкновенной компонентой поля удается объяс­

нить основные качественные особенности эксперимента.

Временной ход температуры Те (i) был поручен решением уравнения

баланса при усредненных значениях таких параметров, как 6 — 90°,

*C- - 2,5 не, I— - 10 см для линейного и скачкообразного роста кон­

центрации. Было показано, что при скачкообразном росте концентрации отсут­

ствует нагрев электронов, в. то врекя как при линейном росте плотности

рассчатный ход изменение / е (i) имеет максимум и к концу импульса наОлю-

дается спад, что качественно согласуется с экспериментом (рас. 2в). Сильна

зависимость 7g \ч от начальной концентрация плазмы Пео .

Численный счет энергобаланса проводился в рамках неоклассической

теории в предположении, что профиль поглощенной СВЧ мощности соответствует

полученному из расчета лучевых траекторий. Было показано, что абсолютная

величина и характер близкик экспериментально измеренным. При этом, если

в центральной зоне ( /л ^ ú i 7 ) характер переноса неоклассический, то

на периферии приходилось вводить аномально высокий коэффициент теплопро­

водности. Возможно, что аномальный перенос тепла на периферии ( % > 0,7)

свяаан с интенсивными дрейфовыми колебаниями, которые наблюдались в экспе­

рименте, напомним, что по спектрам рассеяния были обнаружены низкочастот­

ные колебания с f — 100 • 200 кГц. По оценкам величина флуктуация плот-

ности при атом достигала -rr- d 10" .

Таким образом сравнение результатов эксперимента и численного ~-, : •-

указывает на то, что наблюдавшееся в эксперименте эффективное поглощение

необыкновенной волны может быть объяснено циклотронным поглощением на одном

проходе волны при условии медленного нарастания концентрации плазмы в тече­

ние длительности СБЧ импульса. В таких условиях при выходе на стационарное

значение концентрации ввод СВЧ волны с обыкновенной поляризацией ( £. ILť> .

приводит практически к полному ее поглощение и интенсивному нагреву эльк г, -

нов плазмы.

JliíTIuPATyPA

[ l j E.D. Andrvuchina, G.M. 3atanov, l i . J . Berezhetskj i et a i . , Jí Conf. IAEA,

London, 1984, CN-44/d- l -4 .

L2J З .м. Андркхина, Л.ti. Агапов, Г.Si. Батанов и др. Письма в ЖЭТФ, ^0 , 377,

1984 г .

£ з ] К. Uo, A. I i y o s h i , Т. Obiki e t a l . , Л Sur. Conf. on Contr. Fusion and

F l . Phvs. 1981, Koscow, 1, 2 - 1 ,

j_4j H. Wilhelm, G. Janzon, R. Muller e t a l . , PI. Phys. and Contr. Fusion,

1964, 26, 1A, 259.

[5J Б.В. Аликаев, А.Г. Литваж, í , .d. Суворов, А.А. Фреймам В сб.

"Высокочастотный нагрев плазмы", с о , 19ti3 г . , г . Горький,

[ б ] L.M. Kovriznich, P. Fhvs. and Contr. Fusion 1?64, 26, 2A, 195.

ПОмШСЬ К PWCynKAií

Рис. 1 . Распределение модуля магнитного поля в сечения есода СЬЧ мощности.

Рис. 2 . Зависимость параметров плазмы о? времени, -В - -Зр^3 , г0 = ао кВт.

а) огибающая СВЧ импульса; б) средняя концентрация электронов по центральной хорде TI- (i) ; в) температура электронов в центре 7^ I0fi);

г) расчетный коэффициент поглощения V :

кривая 1 - эксперимент (лазерное рассеяние) кривая 2 - расчет с нагревом кривая 3 - расчет без нагрева.

Рис. 3. Расчетный радиальный профиль поглощенной СВЧ энергии и радиальное распределение Tg (Х) экспериментальное

Рис. 4. Зависимость электронной температурь »• коэффициента поглощения эт расстройки - .

Рис. 5. Лучевые траектории, численный счет.

- 1 J -f

Рис. £

- 1 У: -

Р*с2

Рис.3

у * см* i \

.г

.s

.4 .

л

I * ^

ч

\ \

Те7ке\/

0,4

\

\

* -К \

02

.2 Ji ,$ .S У ^/

- 13v -

w 3 * 10.

го-

005 —r-0

?< 30

1С

40

0,05 *&

РУС. 4

Л=4-/0ас*~3

Рис. Sa,

137 -

П =4/0 см'1

Te-430eť

Рис. 5S •

ALKVY.'i vJiíiíR^Ji uíuYi Y..- Y-Áor.lÁ íi.J-YDAiíCIi ~J<l~.ř±.i.CZ ALYGViT G YIY

iltAIiSFOil'T P^OCiiSSřJo

V. - . i i d o r o v , P. ;u . L.'okrasov, K. G. Kot ioshvi i i , A. G. l i l f iuov

CI. . . Yekur. I n s t i t u t e of t h y s i c s and Technclo;;y, ouknur.ii, UoJii)

;,.. * . bavorsky, 7 . F. í i s h k i n , i-u V. J m i l r i e v a

ú . V. Keldysh I n s t i t u t e of Applied Iďathenat ics , Moscow, ГЗ-iIÍ

ABSTliAC?

,Y field absorption witiiin the Alfven frequency mnrc (JI < (JÚм- }

and current drive genera i-ion by Alfven waves « • 'studied in a cylindrical plasma column allowing for particle, heat and the magnetic field diffusion processes. To this end, a 1-J numerical code ciescriMinc; the it? field

'ч. Л . >

formation, absorption and current drive processes feae--reen developed with

the plasm paraneters evolved se l feons is ten t iy . The code s t ructure includes

electro dynamic and transport problems solved \ШШВЯМвЩ0|г wish ns order s tep. ^-r; J \ i e г л,. Л : л J \ •, /

1. IÍJTRCJUCTIO:.

Recently, a s teady-state tokamak concept based on ucninductivo current,

sustainment [}] has been widely discussed. The iii'' power absorption of

t ravel l ing Alfven waves by plasr.ia elec irons [c] may :ie propose] as one of

the means of such 3ustainment. The Ifccal character of currenc generation

may be used for the purpose of plasma parameters control in a recictor [~S]•

The Alfven frequency ranje ( i l < U)M- I » !"• a; pj.icr. Лоп to iuc a cove

problems, offers the following merits: a) low-frequency rr.nre, o) the JÍ?

power absorption region nearly coinciding v/ith w.^,:ietic surfaces, c) hi.^h

efficiency of current generation in a plasma witr. reactor parameters a t

f ~ c" « "т. • The present paper civea a 3elf-corniistent description of IT' /x'-.eration,

power absorption and driven current formation processes, their effect on the plasma energy balance an" its resonant properties. .'Г-шеглса! solution of this problem has been obtained for the devices of various typce, such as a) IUTOu, b) L-. ..'. иг Т-7 scale devices, c) lar^e aspect ra„io devices (IJ/p.-C), /ov the Inst case, the Lere-hkin-i.iukhovatcv sea.' .Lnf- m s hoer. used.

rinsna impedance study below the threshold Alfven frequency discovered a drift Alfven mode and corresponding RF power absorption, and conversion into ion s una mode as v/ell. In result of calculating cf the impedance characteristics for the current drive generation processes, considerable changes in plas:..a resonant properties have been found. Thus, in order to sustain the II? power input required, corresponding temporal changes of the HP y.-avc frequency nay appear quite useful.

In Section ?. a physical modal and initial conditions are stated and the numerical code structure is described.

Section 3 gives the computation results for plasma parameters evolutior in the devices of various types.

Section 4 deals with the qualitative analytical ascription of plasma. dispersion properties within the Aifven frequency ranrje and the analysis of the absorption efficiency versus the R? wave polarisation.

The principal conclusions are stated in Section 5.

2. TKU CURI&IIT DYNAMICS SELP-GCIÍSISTilLIT LODEL PO.LMJLAíIo:;

In order to study the current drive dyr.arr.ics anů .rcispcrt :.:'с.'..- :з, a numerical code has :-foi developed which consists of two sub-• :'orrn\;;: £P3I and ALPVSii. HP3I-p, с jrani allows us to compute eiectroma~netic fields in a plasma with a lor-ji r: 'inal current and absorbed power density prof:.].'.;.':. SPSI is based on numerical integration of i.íaxwell equations

* с *fl fl The dielectric permittivity tensor-operator, £,<« , found :;y зог/inr Vlasov equation analytically, inexudes Landau dar..pir.,, -.be :.o "ir-ct rons, the influence of narcotic field Цпез torsion an-i drift effects. .Vr.iic deriving £-t/f > *'-e ratio of íarmor radius to the charac. eristics

of the problem has been neglected. 1'r.c corresponding expres г i or.:; for the

E-jLa nnd boundary conditions are riven in /4/i .••.nnto/aious oxprossio::.; have been obtained in fbj»

Slov.-iy vuryin.; parameters, n, T. . , H and k.. , dofinin.- L,„ ,

have been take:; from the solution of tne .-jyst.c:: • •; panici o, ne?; t r'i poloidíii fiexd diffusion equations \/\í.y\\v.l-r.ri- •; •:,.), .Ur- r ••.::.• vy .;.-. :v:Co

- 14Г -

equation has been used taking into account cyclotron and brerassurahiurig radiations, therminuclear burning and. the EF power input Q(x, T) of travelling RP wavee e^exp i(k z + n V -lit).. In order to sustain the steady-s^ate burning process, fiel injection has been provided.

As it is known, the R? power absorption is related with arising of -» -*

a drivings force f(x, t) = (к/Л ) . Q(x, t), where x = r/a. An external electromotive force arises due to f and, consequently, the poloidal field diffusion equation becomes:

™y- - M - ^ - r -4- Wfh ck*Qix'i]\ <2> Px Эх UřffHa* л Эх v fi neaíl J '

where <5" is the longitudinal condictivity, ku=lí(1+bI/Nqý/R is the longitu­

dinal wave number and q 13 the safety factor.

The Q(x, t) value is computed by .iPSI-program after each ALFViSIi-progran

step being of 1 as order. -Лаз зьер considerably (for 1GJ times) exceeds the ilP fields period value and, at the same time, is згааН enough compared to all the characteristic tiae-scales of the diffusion problem; this fact ensures the overall self-consistency of the code.

It has been prnsuned that the initial stage of discharge development and plasma heating is provied by the ohmic current, the current drive being switched on at Lhe sufficiently hot plasma phase (for example, in the case of IHTOIt device T(0,0)=2 keV). The induction current becomes entirely replaced by the driven current during the skin time the total current and, consequently, the poloidal field boundary values being fixed, which defines thus the Hi? power input regime, .'he system of balance equations has been supplemented by the initial and boundary conditions, their values being taken for various type devices, xhe code desci-i'oed, using the known transport scalings (INTOR, I.Ierezhkii-.iikhovatov), determines the selfconsistent evolution of plasma parameters, their transition to the steady-state stage and the plasma impedance dependence upon the prcfiieo of these parameters and the wave rotation direction.

Previous computations /б/ performed for a model profile of the KF power absorption denstity showed the possibility of tru,tuition to the stendy--etate stage and high efficiency of current generation, and appearing of negative currents during the trancitiou stage. Computations using the

- 141 -

self-consistent model confirm these conclusions.

3. CALCULATIONS POR THE PLASMA PARAMETERS EVOLUTION

IIITOR. Por creating the driven current and to heat the plasma, RP wave with SI - 8.3x10 s and paramagnetic rotation (1.1=3, 11=4) has been used. Initial distributions of the plasma parameters have been chosen, to be parabolic. To avoid the overheating, we have assumed that d. -particles transfer only 20 % of their energy to the plasma electrons and ions.

In our model, stationary state in plasma density is ensured by volume infection of the fuel. The distribution eatablished for the time t=1 me (Pig. 1) does not practically change in further. The steady-state regime in current is set up during the 10^ e time order. Figs.2-4 show changes in time of current density and temperature distributions. The current density profile for t=1 s shows negative drops on both sides of current layer, which is formed under the driving forces action. Theese drops arise due to the plasma inductivity. Negative currents as well as the main inductive one decrease in time (Pig. 3). Pig. 5 shows the poloidal field profile change in time. A sharp jump in the region x>v0.75 is due to the current drive, its profile reproducing the profile of the RP power absorbed.

Pig. 6 shows a characteristic distribution of the local Alfven resonance eigen frequency ťl>A=k..c.(xtt). Pig 7 shows the corresponding distribution of electromagnetic fields. The minimum in {jú. in the conversion region appears due to the revers current generation.

Calculations of current generation efficiency showed that it encreases with temperature (Pig. 0). Pig. 8 also shows the total absorbed IIP power versus time, P(t).

It is seen that in order to sustain the current value 5 MA at the steady-state stage the power of л/ 10 Hi order is sufficient, which corresponds to the effici су л» 0.5 A/W.

Computations with M=-3, N=4, Л = 1.5x10 s"1 showed that the discharge dynamics Ъесотев more complicated in such a case, Por M/N>0, the RP power input region is fixed while for M/N<0, the absorption peak shifts either to plasma enterior either towards its boundary in process of evolution. Pig. 9 shows the characteristic current density profile. The absorbed power density distributions (Pigs. 10-12) have,

- 1í2

au a rule, several peaks which corresponds to several conversion zones of

a fast 1ЛШ wave into a siov/ Alfven one. The occurence of several zones is d'e to a ccLiplicaued r.onmonotonous profile of the poloidaj. field. Pig. 5 also shows the benaviour of rescnar.ee function, ц)Лх,1), illustrating appearance of several absorption zones. Hadial displacements of the absorption peaks corresponds to relaxation oscillations previously described in /V.

•ьагке aspect ratio device (H/a=8). Such device is promising since it allow to reduce the current and the absorbed power levels. In our computations the following parameters where chosen: a = 25 cm, Я = 200 en, I = 800 kA, H(0) = 10 ?, nCO.O) - 2x1G14cm~3, T(0,0) = 2.5 keV, JL = = 3.57x1063~1, 11=2, N=4.

The results are shown in Figs. 13-17. In difference from the previous computations, the stationary state is reached much faster which is due to the decrease in the field freezing time. The temperature and the poicical iie^d profiles become steady in time of order Í ю s (Pigs. 13-H). The temperature decrease shown in Fig. 13 is due to the small plasma radius va^ue. Typical distribution patterns in Pics. 15-16 are given for R? fields and absorbed power. Qualitatively, they do not differ from the corresponding distributions obtained for ИГРОК device.

The maximum efficiency of current generation is set up to t <£ 10 s moment, being equal to 0.25 A/W (Fig. 17).

TEXT or T-7 scale devices. Discharge evolution computations have

been performed for a following parameters: a = 25 cm, the aspect ratio

R/a = 4.4, I = 300 kA, Л = 1.72х107а~1, Ы=2, 11=4.

The computations showed that the stationary state with the temperature 1.8 keV is established in plasma during the time of 2 s order, the axial density being sustained at the level of 2x10 ^cm" and the magnetic field value being 2.5 T. As distinct from calculations mentioned above, the stationary state is set up here much faster due to small sizes and relatively lew temperature.

Pi:j. 18 shows the current dynamics. This process is distinguished by the fact that :.io internaj. negative current appears during the evolution process, which may be expJuined by the lower value of the local skin time, i.e. by the fact of more smooth substitution of the induction current by

- 143 -

the driven one.

4. PLASMA DISPERSION PROPERTIES AND THE RP 1'IELD STRUCTURE

Since the absorbed power density profile is defined by the RF fields in plasma, it is necessary to know plasma resonance properties within the Alfven frequency range in order to explain the current generation dynamics. The ilP field structures may be analysed in the geometrical optics approximation, kr"l»1| here, к is the radial wave number and 1 is the characteristic size of inhomogeneities in plasma parameters. As it is well known, /7,0/, two eigenmodes exist within this range: a short wavelength drift-Alfven mode (A) with dispersion

and a fast (F) Alfven mode

where G = 2k„Hy/rH - kfeH^ /rH2 - Л 3 £ ^/c^IIii k„ and къ are the longitudinal and binorraal components of the wave vector, respectively. In comparison with Ref. /8/, here we have taken into account the influence of longitudinal current inhomogeneity on wave dispersion.

Polarization of A- and P-modea is defined by the relation between tha radial, E , and dinormel, E. , components of RF field, analoguous to Ref./9/:

[С*:-Ф-7Г4»К-(М,-/*)*,. ,„ Here, we have taken into account that E„ 4C L.. It is seen from the Exp. (5) that A-wave ia practically plane-polarized (E 5>4) due to condition of | к k^ |)) |GJ . F-wave is circularly polarized, i.e, k rS0 near the plasma boundary.

If there is no current (H* = 0), the longitudinally propagatinc P-wave ratates in the direction of ion rotation, i.e. it is an ordinary ("paramagnetic") wave. If there is some current, and gyrotropy is low

- I

( í l / UO -л ~* t i ) , then the P-uode wi th in the reg ion where i:.1" — и remains rix Г

circularly polarized but, as distinct from the curi-entless plasma case, it nay be both ordinary ("paramagnetic,: for кцНу(0) and extraordinary ("diamagnetic" one), i.e. it may rotate in the electron ratation direction. In such a case, for efficient generation of the "paramagnetic" wave, we must have M 0, and for the "diamagnetic" one, M<0 is necessary.

Since Sl/u)xis always differs from zero, the most efficient heating-is reached by means of the "paramagnetic" v/ave with к < 0, il < и, which is confirmed by numerical calculations.

Por effective generation of the F-niode, in addition to polarization, the nontransparency region at the plasma boundary should be absent ? —1 2 ?

(G - r d(rk, G)/dr> к к is necessary for this purpose), or the folio-2 2

wine condition should be fulfilled, k a < 4/(1 + Nq(a)/M). The fast P-mode at Ь .1У к с /Л reduces into a fast magnetosonic

v/ave while at k„<k, апаЛ^к„Сд it reduce into a flute mode. Газ и r.ode absorption ha3 been found in Ref. /V and it corresponds to the first absorption peak of the impe;- .алее curve v/ith SL = 0.88 0),, for the devices of TEXT or 1-7 typo, where ^^-(кцС.) min (see Pig. 13a). In such a case, absorption takes place near the boundary. Three absorption peaks corresponding to the drift Alfven mode^ then follow, the main part of absorption being distributed between the conversion point and the plaema center. Pig. 19 shows the absorbed power density distribution at the triad peak of the impedance curve above the IÍ = U)., point. These

absorption peaks are always connected with the fact that the A-wave

generated in result of conversion has the decay length L^Jrm /ra.

(2kev- / Л ^ щ ) У г., i.e. it penetrates up to the plasma center gene­rating a radial standinc field structure. The number of absorption peaks (see Fig. 19) corresponds to the number of half-waves confinin,; between the plasma center and the conversion point.

Por the hollow current profile, v/e have found two absorption peaks on the impendence curv..? (Vir,. 18b) below the threshold Alfven frequency.

viZ. 2D shows the RV fiold distribution over the radius under the resonance peak conditions ( _fl = O.UfcJj, ). In the current layer region (x 0£ 0.7) i intense pumni..,; of the drift-Alfven eigonmode la observed.

This node transforms in;,о ion acoustic oscillations at SL - k)(c„. Pig, V.Ú

- 145 -

shows a small conversion of* the HP wave into ion-acoustic oscillations in

the region where £ .,,=0 (x 0,88). In the intervale between the first

peaks in Fig* 18b, a considerable absorption of E „ -component due to Landau

damping occurs, where Eg -component appears due to 3^-component in result

of large shear in current layer region.

At XL > U) t h, the impendence curve (b) has four absorption peaks

associated with the Alfven mode resonances in the interval between the two

conversion points. The largest absorption peak connected with the helical

resonance (kink-mode) then follows. The following series of resonances is

due to the fast mode and finally, when the conversion point moves far from

the current layer, all the resonances vanish.

If M/N<0, there appear several conversion points during the process i

of the replacement of the ohmic current by the driven one and a large I

E -component of the RP field is generated at the boundary resulting (in

the current generation region) in relaxation oscillations. Under such

conditions, plasma with INTOR parameters has much lower temperature than at

H/N >0.

The optimum regime for heating is one with RP field conversion

into the A-raode under the conditions of kink-resonance at M<0, N<0f in

such a case, the E(. value at the boundary is small and there are no rela­

xation oscillations while the current layer width is defined by the Alfven

mode decay length.

It should be noted that the neglected tensor components, £ 3? an*^ ^31»

can become essential for J2 < uú tn«

5. CONCLUSIONS

1. A numerical code is developed for computing RP fields in a plasma,

its impedance characteristics, absorbed power profiles, the current drive

generation and self-consistent dynamics of the replacement of induction

current by the driven one,

2. In the model studied, there exist two regimes of dynamics of replacing

the ohmic current. When M/N>0, the RP power input region is fixed, while for

M/N<0, the absorption maximum jumps nov/ into plasma now baok to its boundary.

3. In a device with INTOR parameters, Alfven v/ave absorption ensuros

- 146 -

ignition and at the saue tine, sustains the steady-state current with the efficiency of the order of 0.5 A/*.

4. In the region A<tt)+j, we have found: a) generation of a drift Alfven nodes and corresponding power absorption» b) the HP field conversion into an ion-acoustic node at the point where &-,-,=0.

b. Analysis of the inpedance curve and identification of absorption resonances leads to the conclusion that the helical (kink) resonance regime with I.; 0 and N 0 is the most promising for heating. Under the such condi­tions, the absorbed power value is small and the absorption region is cencentrated in the vicinity of the conversion point.

REFEHBHCES

/ V Parail V. V. in Vysokochastotnyj IJagrev Plasmy (High Frequency Hentins of Plasma), Gorkij (1983)

f2j -ilfiraov A. G., Kirov A. G., Sidorov V. P. ibid. /3/ 21fimov A. G., Komoshvili K. G,, Minenko V. P., Sidorov V. P. in Gontr.

řusion and Plasma Phys. (Proc. 10tli Europ. Conf., Moscow, 1S81), vol. II, Moscow (1961), H-24

/V Dmitrieva U. V., Elfiraov A. G., Xomoshvili K. G., Hekrasov P. LI., Sidorov V. P. et al»i Keldysh Institute of Applied Mathematics, Preprint iio. 4 (1984)

/ V Ross D. W,, Clien G. L., Mahajan S. M. Phys Fluids 25_, (1975), 652 /V Sidorov V. P., Minenko V. P., Komosnvili K. G., Pavorsky A. P.,

Dmitrieva M. V., Tiehkin V. P. in Contr. Fusion and Plasma Phys. (Proc. 11th Europ. Conf. Aachen, 1983), vol. II, Aachen (1983)

ft] Klima R., Longinov A. V., Stepanov K. N. Nucl. Fusion Jjj.» (1975) 1157 {bj Mikhailovsky A. B, in Voprosy Teorii Plasmy (Reviews of Plasma Physics),

Goeatomizdat, Moscow (1963) / V Shafranov V. D. ibid.

CAPTIONS

Pig.

Pig.

Pig.

Pig.

PiC.

Pig.

Pig.

Pig.

1

2

3

4

5

6

7

8

Plasma density profile at t= G.1; 6 s.

Current density profile at t- 1 s.

Current density profile at t= 580 s.

Temperature profiles at t= 0j 1{ 580 s.

Poloidal field profiles at t= 1j 580 s.

Local Alfven frequency profile at t= Oj 580 s.

Radial distributions of HP fields at t= 58G s.

Current generation efficiency, , and total power absorbed, P(t),

versus time

Pig. 9 Current density profile at t= 0.268 a. M/1«'<0

big. 10 Absorbed power profile at t= 0.176 s.M/H< Dotted line BI-.OWB the

generator frequency

Pig. 11 Absorbed power profile at t= 0.263 s. M/N<C. Dotted line shows

the generator frequency

Pig. 12 Absorbed power profile at t= 1.612 s. M/H<0. Dotted line shows

the generátor frequency

Pig. 13 Temperature profiles at t= 0} 1$ 14 s. R/a=8

Pig. 14 Poloidal field profiles at t= 1| 14 s. fi/a=8

Pif. 15 HP field distributions at^ 14s. R/a-8

Pig. 16 Absorbed power profile at t= 14 s. R/a=8

Pig. 17 Current generation effciency, y\ , and total power absorbed, lit),

veruus time

Pig. 18 Current density profiles in TEXT, T-7 scale devices at t = 0;

0.174» 1.8 s.

Pig. 19 Total power absorbed, P, versus frequency; (.a) for TEXT, T-7 x .h

parabolic current profile» (b) for INTOR with current distribution

at t= 2.56 s

Pig. 20 Radial distribution of the absorbed RP power for TEXT, T-7

Pig. 21 ifedial distributions of the RP fields under the resonance condition

= 0.11 IV th for INTOR

14K

О .2 Л w .в .1 .1.

tip-. 1

•о" «м Е

>Я l o t

« о

1J-'

о

t M *

»

\ .л •

•г о .2 ч х.6 в i.

% 2

О

t = 580 $

.2 .4 х б

f i ř . 3

.8 1.

к»

о •

О

о ж

— 1 1 1

*"* \580$

1 » ^ - - \ \

"-"^ t » 0 s \ \

2 .4 х -6 в 1.

— ti v> г» О *~ «

3 ч*

О (

Q - 8 3 106

t » 0 «

5MS

> .2 .4 х

I 1

.6 8

•

1.

fiff-.б

ю\ 5 ю 2

f iff. 7 b? Ь

«В

е» ,ó Ь U

** « т сч

О • « - O Í

- 1

о

и •

т i т 1

t =а2бв s я

л1

'

^ ,

-L .. й. _ Л _ 1 1

О .2 .4 х -6

•řij.9

Е

.5

f ig. 12

- 15C

vD

J Í

• I-*

Ct

o

1 1

14 s

t » 0

1 »-

s

•

_ - » ^ v* . Л

Y \ v ^

—•—-0 .2 .4 x 6 8 1-

413

%» a o Ul

o

'

i—

t

• D .2

i i —

= 14 s

I m F ^ >

ReEr

.4 x 6.

4 15 .8

* >

1.

<o

* o

o 1

> 1 1 1

, . , M S .

_ •

•

0 2 .4 x 6 8 1-fi£ 16

fig 17

U t k

£,£ 19

.he physics o- the I OÍT—temperature p íasrs in Czechoslovakia (J . -'racik)

Or. tue plasma uer.sity of netal ^apoi;r arcs ir. vecuun ( ? . -. vttr.er)

s tochas t i c propert ies of c i r c u i t breekin- arcs (".. Rothhard:)

. onlir.e^r pli . i-яа — experiaer.tal research (X. Gur.ther, ":". Hess and

. Valtice)

An ana ly t i ca l approxiaetion of the internal energy of a or.e-co~por.ent

p.'.asact (V. " í ir t iáovi tě)

Г oáeilin^: of transverse-f low C0^-Iio-dischar;-€s (:•. 3 . aie.- . t ini)

-heory of the p o s i t i v e column in a transverse magnetic f i e l d

(it. 2 . Valent ini )

Л b r i e f c h a r a c t e r i s t i c of the products of • : Л . pyro iys i s in zhe

nitrogen - hydrogen plasma (P. Taras)

iř.in dianor.dlike carbon and anorphous Bll f i l : ss obtained fay ... ~. piesna

decomposition of hydrocarbons (". •anča)

Conpression of plasoa in front of coaxial £~r. «'•". Kravr'ril:, P. "vbe5)

The opt i ca l inves t iga t ions of the breakdown phase ir. the ,. dischcr.-e

(:.:, Borovriecki, S, CzekaJ, 3 . Denus, '.". "cr.ia^kievrisz, .. krzeczar.owski,

H. oocha, K. -"oaaszewski, I . Zedrozny)

Генерация сяльяоточннх штульсяях пучков отрицательных яояов

(A.<á. Агафояов, А.А. Колоиеяския, А.Н. Лебедев, A . M . Догачев,

И.С. Мяхалев, А.Г. Мояrosol, Д.Б. Орлов, В.А. Пападячев, Т.А. ^елковенко)

Методика обработки реаультатов оатяческях каиереяия яа тояаяаках

Туиая-2А и *Т-1 (Ла&кул С.Л., Лебедев А.Д.)

Controlled ?."?, energy deposition lr. an inhoBocenaoua plas*--* •, . . ^ur.ka,

V. Babický, V. Boháček, l\. álupek, X. Koláček, I . ilováč, A. :<re^oí,

V. ? i f f l , J. :!auš, i:, ř ípa , J. Ullachnied)

Dynamice of stror..~ ían^mulr turbulence - computer s imulat ions

(Z. Cedláňek, К. Jungwirth, ; . Stavinoha, B. ?Г. Зге1зшап)

Trisatron switch for H. 7. p-jlse generators ( 7 . Boháček)

i ' l trnsoft ,\-ray source for the ca l ibrat ion cf the photoemission-abeorber

9é ISaasurecents with l&n&sxír probes at medium pressures (И. iichý, ?. David and К. Šícha)

?V The generation of the shock nave in plasma accelerator (J. Píchal)

ЮС IConte Carlo sisulation. of collided plasma ions in outer electric field (K. Teplanová)

1C2 Sose practical consequences of trichel pulse theory for negative

corona applications (1^ Seraak, J. Skalný)

104 /il-í thin fili=s produced by D. C. reactive aacnetron sputtering:

(J. ovub, J. Jóiaíl)

1 6 •The creetion of ITC layers by the na^netron reactive sputtering

(L. Bárdoš, J. L-uail)

108 Hysteresis effect in D. С reactive ne netror. deposition of ~i:-_ thin films (J. I-řusil, J. Vyskočil)

112 JHcrohardness and electrical resistivity of TilL. filsa prepared ry a cylindrical post ssagnetron U". jučáš, J. liisil)

114 3oundary condition for neutřel particles on the тж11 of a discharge vessel with a finite catalytic e^tivity (К. ~.ohler.a)

116 A new Czechoslovak tokanak Castor (J. 3edalec, J. 3atlov, }'.. Jak-jbke, VI. Kopecký, í. Korbel, ... Кгузка, ?. !.a£ula, •'. íreinhaelter, J. otockel, \,\. Yalovič, ?. Žáček)

116 Breakdown on the castor tokaaak (!>;. Valovi?)

123 Эависнность раеряда от вертикального магнитного поля в токамаке ТМ-1-Ш (Л. Крыска, П. Нагула)

126 о результатах экспериментов я чясленмого счета соадания л нагрева бестоковой плааин в стеддаратора Л-2 в режиме адектрояиого циклотрояиого рааояаяса (К.А. Сарксяя)

138 Alfven current drive and plasma impedance dynamics allowing for transport processes (V, P. Sidorov, !•'. II. Iiekrasov, X. ". Komoshvili. A, G. ilfiraov)