螺旋型天線螺旋波等離子體特性研究

付 唯， 湯 棟， 陳建軍， 陳 波, 葉宗標(biāo)， 芶富均， 張 坤

(1. 成都大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院， 成都 610106； 2. 四川大學(xué)原子核科學(xué)技術(shù)研究所， 成都 610064)

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

Hanada等[5]在2004年報(bào)道了氫等離子體和氬等離子體對(duì)能量為200 keV 的負(fù)氫離子的中性化過(guò)程. 他們采用熱陰極弧放電方式(40 kW)產(chǎn)生的氫等離子體密度為1017～1018m-3，電離度為10%左右，中性化效率為65%，并發(fā)現(xiàn)中性化效率隨著電離度升高而升高[5]. 由此，作為高電離、高密度的螺旋波等離子體在中性化加熱中擁有巨大發(fā)展?jié)摿? 螺旋波等離子體的放電是一種比較適合氣體電離的高效放電方式，Boswell[7]在實(shí)驗(yàn)上實(shí)現(xiàn)了接近100%的氣體電離效率.

前期國(guó)內(nèi)外的研究工作主要集中于螺旋波等離子體的產(chǎn)生及其高電離效率的機(jī)制探究. Lehane等[8]首先在等離子體中發(fā)現(xiàn)了螺旋波. Boswell等[9-13]指出通過(guò)千瓦級(jí)射頻源產(chǎn)生的螺旋波可以激發(fā)高密度的等離子體. Chen[14, 15]首先提出朗道阻尼效應(yīng)是螺旋波等離子體中波與電子產(chǎn)生能量交換的機(jī)理，并通過(guò)試驗(yàn)診斷和數(shù)值模擬兩種方式研究了螺旋波等離子體的放電特性，揭示了螺旋波等離子體源電磁波的傳播規(guī)律；Cho等[16]通過(guò)數(shù)值模擬手段研究了螺旋波等離子體中的電磁場(chǎng)以及等離子體吸收功率密度的空間分布. 對(duì)于高密度螺旋波等離子體中性束加熱，目前國(guó)內(nèi)外的研究工作主要集中在小型離子源，其空間尺度較小，低氣壓下放電存在模式轉(zhuǎn)換和密度不穩(wěn)定現(xiàn)象. 螺旋波等離子體超強(qiáng)電離效率的產(chǎn)生機(jī)制至今仍不明確. 同時(shí)國(guó)內(nèi)外將螺旋波等離子體用于高能離子中性化方面的研究報(bào)道較少. 因此有必要開展螺旋波等離子激發(fā)和參數(shù)掃描等相關(guān)研究工作，為利用螺旋波中性化加熱奠定基礎(chǔ).

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

2 實(shí) 驗(yàn)

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

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

螺旋波等離子體實(shí)驗(yàn)裝置如圖 1 所示，螺旋波等離子體源由電離腔室、射頻天線、磁場(chǎng)構(gòu)成. 電離腔室由圓柱體石英玻璃管(R=40 mm，L=20 cm)構(gòu)成，徑向電流密度Jr(R)=0. 射頻天線采用右手螺旋天線(Shoji Antenna，m=1)；采用永磁體產(chǎn)生磁場(chǎng)，其主要作用是約束電子、抑制電子徑向運(yùn)動(dòng)與器壁中和、并為螺旋波的傳播提供軸向均勻磁場(chǎng). 背景真空度達(dá) 1×10-5Pa. 等離子體放電過(guò)程中真空度為帕量級(jí). 選用頻率為13.56 MHz，最大輸出功率 2000 W 的射頻源作為驅(qū)動(dòng). 功率傳輸使用無(wú)氧純銅銅帶，射頻源的輸出端連接阻抗匹配器，經(jīng)過(guò)匹配器將射頻功率傳輸?shù)铰菪炀€端口用于激勵(lì)等離子體. 通過(guò)調(diào)節(jié)匹配的電容可將反射功率降為0，使耦合到螺旋天線端口的功率達(dá)到最大.

2.1 天線及天線長(zhǎng)度計(jì)算

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

mkJm(k⊥R)+kzJ,m(k⊥R)=0

(1)

(2)

其中

(3)

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

(4)

由此可知，螺旋波波長(zhǎng)與磁場(chǎng)強(qiáng)度，等離子體半徑，電子密度，射頻頻率等有關(guān). 根據(jù)實(shí)驗(yàn)參數(shù)：磁場(chǎng)B=0.065 T，頻率f=13.56 MHz，等離子體半徑等于20 cm，計(jì)算得到波長(zhǎng)λz=6.53 cm. 根據(jù)螺旋波波長(zhǎng)和和天線能量耦合的關(guān)系式：

(5)

即la=λz/2, 3λz/2, 5λz/2…時(shí)耦合最強(qiáng).kz= 0,2π/la, 4π/la, …對(duì)應(yīng)la= ∞,λz, 2λz, …時(shí)耦合最弱.la(天線長(zhǎng)度)取半波長(zhǎng)奇數(shù)倍時(shí)，耦合效率最佳[15]，即取3/2倍波長(zhǎng)得la≈9.8 cm.

圖2 右手螺旋型天線示意圖

圖2是右手螺旋型天線示意圖. 其端部采用銀焊，厚度1 mm.

2.2 磁 場(chǎng)

軸線磁場(chǎng)由5個(gè)內(nèi)徑為56 mm，外徑為100 mm的永磁體構(gòu)成，借助COMSOL5.4工具軟件對(duì)磁場(chǎng)(源區(qū))分布進(jìn)行模擬，結(jié)果如圖3所示. 圖4展示徑向不同半徑位置軸向磁場(chǎng)強(qiáng)度分布(r=0 代表中心軸向磁場(chǎng)強(qiáng)度)：

圖3可以看出永磁鐵在天線纏繞放電腔室覆蓋的區(qū)域內(nèi)磁場(chǎng)分布較為均勻，磁力線基本都同一個(gè)方向；從圖4看出磁場(chǎng)分布沿徑向變化不大，可以滿足螺旋波對(duì)磁場(chǎng)的要求，天線區(qū)域磁場(chǎng)強(qiáng)度大約為0.065 T左右.

2.3 探 針

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

圖3 磁場(chǎng)分布圖

圖4 不同徑向/軸向磁場(chǎng)強(qiáng)度分布

3 實(shí)驗(yàn)與討論

本文以Ar為工質(zhì)氣體、在磁場(chǎng)強(qiáng)度為0.065 T的條件下，對(duì)等離子體進(jìn)行診斷，研究氣壓對(duì)等離子體特性的影響和在1.0 Pa下等離子體密度的徑向分布. 首先, 螺旋波等離子體的放電模式由較低電子密度的容性耦合(CCP)模式轉(zhuǎn)變到較高電子密度的電感耦合(ICP)模式, 隨后轉(zhuǎn)變到高電子密度的螺旋波放電(HWP)模式. “E模式(CCP)”到“H模式(ICP)”轉(zhuǎn)變[18]. 在E模式下，放電主要由靜電場(chǎng)進(jìn)行驅(qū)動(dòng)，此時(shí)的電子密度較低、發(fā)光強(qiáng)度低. 隨著射頻功率的增加，感生電磁場(chǎng)的強(qiáng)度不斷增強(qiáng)，電子密度逐漸上升. 在H模式下，隨著功率的增加，電磁波在等離子體內(nèi)部傳播或者沿著等離子體表面?zhèn)鞑?，最終被等離子體吸收，使電子密度和電離率得到提高；在輸出的射頻功率較低時(shí)，等離子體中的Ar原子中性粒子退激為主要退激方式并發(fā)射紫光，隨著射頻功率增加，螺旋波沿軸向傳遞能量和TG波沿徑向傳遞能量占據(jù)主導(dǎo)地位，使得等離子體逐漸變成以Ar離子退激占主導(dǎo)地位并發(fā)射藍(lán)光，因此等離子體顏色由粉變紫.在整個(gè)實(shí)驗(yàn)過(guò)程中，射頻功率由0 W增加到100 W時(shí)(設(shè)備輸出功率最小100 W)，等離子體顏色迅速?gòu)姆圩冏? 因此只有ICP模式和HWP模式下對(duì)應(yīng)的等離子體放電直觀圖，沒(méi)有CCP模式下的直觀圖. “H模式(ICP)”到“W模式(HWP)”的轉(zhuǎn)變，等離子體由紫變藍(lán)，光強(qiáng)繼續(xù)加強(qiáng). 因此模式的轉(zhuǎn)換是由于粒子吸收能量機(jī)制的轉(zhuǎn)變，且伴隨著等離子體放電狀態(tài)(顏色)轉(zhuǎn)變(如圖5所示).

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

3.1 等離子體特性影響

用射頻朗繆爾探針對(duì)等離子體進(jìn)行診斷，當(dāng)氣流量為32 sccm時(shí)，氣壓為1.0 Pa，磁場(chǎng)強(qiáng)度為0.065 T，等離子體密度隨功率變化如圖6所示. 可以看出電子密度僅僅發(fā)生了一次“躍遷”(350～500 W)，發(fā)生了H模式到W模式的轉(zhuǎn)變，明顯觀察到功率參數(shù)增加到400 W的過(guò)程中等離子體出現(xiàn)閃爍，穩(wěn)定后等離子體羽流區(qū)域呈“藍(lán)色核心”.同時(shí)，電子密度數(shù)量級(jí)發(fā)生“躍遷”，在螺旋波模式下，測(cè)量區(qū)域電子密度在1018m-3數(shù)量級(jí). 電子溫度在2.7～3.9 eV范圍內(nèi)波動(dòng)，當(dāng)達(dá)到螺旋波放電模式時(shí)，電子在螺旋波的作用下大面積地撞擊并電離中性粒子，在提升了等離子體電離率的同時(shí)，電子也失去了相應(yīng)的能量，因此電子溫度大幅度降低.

在射頻功率區(qū)間為100～350 W范圍內(nèi)，H模式下，電子密度緩慢上升，且電子溫度在2.9～3.4 eV之間波動(dòng). 當(dāng)功率加到400 W時(shí)，電子密度躍遷到1018m-3數(shù)量級(jí)，同時(shí)伴隨著電子溫度的迅速下降，當(dāng)射頻功率持續(xù)增加，電子密度增長(zhǎng)緩慢，電子溫度總體呈上升趨勢(shì).

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

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

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

圖7 在不同氣壓下電子密度躍遷圖(0.4～1.0 Pa)

工質(zhì)氣體的壓力對(duì)模式轉(zhuǎn)換主要與碰撞頻率有關(guān). 圖7表明等離子體密度隨氣體壓強(qiáng)的增強(qiáng)而減小, 是因?yàn)樯漕l等離子體的電離率和碰撞頻率和電場(chǎng)強(qiáng)度有關(guān). 在電場(chǎng)強(qiáng)度不變的前提下，在一定壓強(qiáng)范圍內(nèi)，等離子體電離率隨碰撞頻率的增大呈先增大后減小的趨勢(shì)[19]. 可能是因?yàn)樵诖艌?chǎng)與電場(chǎng)耦合作用下，導(dǎo)致等離子體電離率隨碰撞頻率的增大而減小，所以在0.4～1.0 Pa范圍內(nèi)，等離子體密度呈遞減狀態(tài). 在射頻功率為1000 W，壓強(qiáng)為0.4 Pa的條件下，等離子體密度約為1.8×1018m-3，壓強(qiáng)升高到1.0 Pa，等離子體密度下降到1.5×1018m-3. 在壓強(qiáng)0.4 Pa，射頻功率為600 W的條件下，等離子體吸收能量的模式由“H模式”轉(zhuǎn)換為“W模式”，等離子體密度上升到1.2×1018m-3，氣壓增加到1.0 Pa時(shí)，等離子體模式的轉(zhuǎn)換發(fā)生在射頻功率為400 W的條件下，等離子體密度上升到1.4×1018m-3. 值得注意的是，氣體壓強(qiáng)由0.4 Pa增大到1.0 Pa，H-W模式轉(zhuǎn)換時(shí)的射頻功率閾值從600 W減小到400 W，過(guò)渡區(qū)電子密度約為1.4×1018m-3. 在低氣壓時(shí)(0.4 Pa)被碰撞電離的中性原子已經(jīng)達(dá)到相對(duì)飽和的狀態(tài)，碰撞電離已經(jīng)達(dá)到極限. 當(dāng)氣壓增大時(shí)，中性原子得到補(bǔ)充，更多的Ar原子被碰撞，加大了碰撞截面，加速電離.

3.2 徑向分布

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

圖9 徑向電子溫度分布圖Fig.9 Radial electron temperature distribution

4 結(jié) 論

本文通過(guò)對(duì)螺旋波氬等離子體的電子密度、電子溫度兩項(xiàng)參數(shù)進(jìn)行測(cè)量，定量分析了螺旋波等離子體空間徑向分布特性和氣壓對(duì)螺旋波等離子體空間徑向分布特性的影響，得到如下結(jié)論：

(1) 在壓強(qiáng)一定條件下，等離子體密度隨著射頻功率的增加而增加，伴隨著吸收能量機(jī)制的轉(zhuǎn)變，等離子體顏色由粉變紫再變藍(lán)，等離子體密度出現(xiàn)躍遷，最高可達(dá)到1×1018m-3.

(2) 在壓強(qiáng)一定條件下，H模式下等離子體密度分布均勻，徑向密度變化不大，而W模式(螺旋波模式)下電子密度空間分布呈中心區(qū)域高，邊緣區(qū)域低的特征.

(3) 壓強(qiáng)在0.4～1.0 Pa范圍內(nèi)，等離子體放電到達(dá)螺旋波模式時(shí)，增大氣壓會(huì)使得等離子體顏色明顯由深藍(lán)轉(zhuǎn)淺藍(lán)，電子密度減小. 且隨著中性粒子的補(bǔ)充，實(shí)現(xiàn)螺旋波放電模式的功率閾值減小.