利用質(zhì)子能損診斷部分電離等離子體靶中的束縛電子密度*

陳燕紅 王昭2) 周澤賢3) 陶科偉 金雪劍2) 史路林3) 王國東2) 喻佩 雷瑜 吳曉霞 程銳2)? 楊杰2)

1) (中國科學(xué)院近代物理研究所,蘭州 730000)

2) (中國科學(xué)院大學(xué),北京 100049)

3) (西北師范大學(xué)物理與電子工程學(xué)院,蘭州 730070)

4) (先進(jìn)能源科學(xué)與技術(shù)廣東省實驗室,惠州 516000)

部分電離等離子體是慣性約束聚變?nèi)剂霞疤祗w等離子體中的重要組成部分,該等離子體的輸運(yùn)及流體力學(xué)等性質(zhì)受到束縛電子的顯著影響,然而當(dāng)前基于光譜學(xué)的技術(shù)手段難以對其進(jìn)行高精度診斷.本文基于中國科學(xué)院近代物理研究所低能離子束與等離子體相互作用實驗平臺,精確測量了100 keV 質(zhì)子束穿過部分電離氫等離子體靶后的能損,該能損是質(zhì)子同靶區(qū)內(nèi)自由電子與束縛電子碰撞共同作用的結(jié)果.利用已有的能損理論模型,結(jié)合激光干涉診斷獲得的自由電子密度信息,最終得到了部分電離氫等離子體靶中沿離子路徑上的束縛電子密度,并給出了該等離子體的離化度參數(shù).該離子束診斷技術(shù)具有在線、原位、分辨率高等優(yōu)勢,為解決部分電離等離子體內(nèi)部束縛電子密度的診斷問題提供了新的途徑.

1 引言

等離子體是一種離子與電子共存、宏觀顯電中性的物質(zhì)第四態(tài),其中電子密度、電子溫度、等離子體離化度是重要的狀態(tài)參數(shù)[1-5].對于部分電離的等離子體,不僅存在大量的自由電子,還有未被電離的束縛電子,這些束縛電子不僅決定著等離子體的離化度參數(shù),而且也引入了許多重要的物理效應(yīng).例如,各向同性熱傳導(dǎo)、激發(fā)態(tài)離子的電荷交換與作用勢,這些都嚴(yán)重影響部分電離等離子體的性質(zhì)與演化規(guī)律[6].

當(dāng)前針對等離子體狀態(tài)參數(shù)的診斷技術(shù)主要依賴于光學(xué)類的瞬態(tài)光譜法、湯姆孫散射法與激光干涉法等.例如,Cao 等[7]利用瞬態(tài)光譜法診斷了激光燒蝕產(chǎn)生的Al 等離子體自由電子密度與溫度的演化;Tan 等[8]利用雙角度湯姆孫散射診斷了Al 等離子體的電子溫度和自由電子密度等信息;Zhang 等[9]利用光纖干涉方法診斷了緊湊環(huán)中的He 等離子體的自由電子密度;然而,上述光學(xué)類診斷技術(shù)僅針對等離子體中的自由電子成分,瞬態(tài)光譜僅能反應(yīng)自由電子信息;湯姆孫散射方法中的散射過程主要來自自由電子,以及束縛電子密度對等離子體折射率的貢獻(xiàn)很小,現(xiàn)有的激光干涉法等均無法診斷部分電離等離子體中束縛電子密度信息[7-9].目前,部分電離等離子體內(nèi)束縛電子密度是將初始冷靶的粒子數(shù)密度減去自由電子密度這一粗略方法推算得來的,但是其忽略了一個重要的物理事實: 瞬態(tài)等離子體產(chǎn)生過程中靶區(qū)物質(zhì)可能出現(xiàn)壓縮與熱膨脹等動態(tài)變化,靶區(qū)內(nèi)原子數(shù)密度可能發(fā)生劇烈變化,嚴(yán)重改變束縛電子密度.因此如何發(fā)展一種高時間分辨的,對束縛電子密度敏感的新型診斷技術(shù),是當(dāng)前大家廣泛關(guān)注的研究內(nèi)容.

Xu 等[10]利用德國GSI 的UNILAC 束線提供的3.65 MeV/u48Ca10+離子束與角箍縮放電形式產(chǎn)生的氫等離子體靶作用,實驗測量了出射離子電荷態(tài)分布與離子的能損;結(jié)合角箍縮等離子體特征光譜診斷結(jié)果,分析了Hβ線的Stark 展寬,取得了該等離子體的電子溫度與自由電子密度等信息,最后利用Bethe 公式對重離子束在等離子體中的能損進(jìn)行計算,考慮到該等離子體靶空間的高均勻性以及在該能區(qū)下的離子的阻止本領(lǐng)數(shù)值基本不變,因此離子能損函數(shù)可簡化為[11]

式中,Zeff為離子束的有效電荷,(dE/dx)free和(dE/dx)bound分別表示自由電子和束縛電子的阻止本領(lǐng),L表示等離子體長度.從(1)式可以看出,束縛電子和自由電子對于能損的貢獻(xiàn)是相互獨(dú)立的,因此實驗測量到的總能損為ΔEsum=(0.881±0.155) MeV;計算得到的自由電子能損為ΔEfree=(0.177±0.035) MeV,(自由電子密度:nfe=(1.9±0.1)×1016cm-3,溫度:Te=0.8—1.3 eV);束縛電子能損為ΔEbound=(0.704±0.190) MeV,由此可以推算得到對應(yīng)的束縛電子密度nbe=(1.7±0.7)×1017cm-3.需要特別指出的是,該實驗中使用的是重離子束(48Ca10+),其有效電荷(Zeff)可隨著等離子體狀態(tài)不同發(fā)生劇烈的變化,因此推算出束縛電子密度嚴(yán)重依賴于離子有效電荷的選擇,從而嚴(yán)重影響實驗的診斷精度.

利用加速器裝置引出的單能質(zhì)子束作為探針,為開展部分電離等離子體中束縛電子密度診斷研究提供了獨(dú)特的優(yōu)勢.1)質(zhì)子只帶一個正電荷,其有效電荷的變化過程相對簡單,可以得到準(zhǔn)確數(shù)值,明顯降低分析誤差;特別是在現(xiàn)有的能損研究中,有大量的質(zhì)子與束縛電子以及與自由電子的研究工作,取得大量的可靠數(shù)據(jù)[11].2)相比重離子束,相同能量條件下的質(zhì)子束具備更遠(yuǎn)的射程,可以在較低離子能量條件下開展有關(guān)稠密等離子體靶核心區(qū)域的診斷研究工作.

本文基于中國科學(xué)院近代物理研究所低能離子束與等離子體相互作用實驗裝置,開展了100 keV質(zhì)子束與部分電離氫等離子體的相互作用實驗,精確測量了質(zhì)子束的能損數(shù)據(jù).利用激光干涉法診斷該等離子體靶的自由電子密度、利用瞬態(tài)光譜法診斷電子溫度.結(jié)合能損理論模型與有效電荷的考慮,分別計算出了自由電子能損與束縛電子能損,并最終得到該部分電離等離子體中的束縛電子密度隨時間演化的圖像,取得該等離子體的離化度參數(shù).該研究有望為部分電離等離子體的高精度診斷技術(shù)發(fā)展與其物理特性描述深化等提供新的研究途徑.

2 實驗裝置與等離子體參數(shù)診斷

基于中國科學(xué)院近代物理研究所320 kV 高電荷態(tài)離子綜合實驗平臺,我們已建成了百keV能區(qū)的離子束與等離子體相互作用實驗研究裝置[12-15],該裝置示意如圖1 所示.實驗所需的質(zhì)子束由一臺全永磁的電子回旋共振(electron cyclotron resonance,ECR)離子源產(chǎn)生,經(jīng)過靜電加速質(zhì)子能量到100 keV,通過二極偏轉(zhuǎn)磁鐵與四極聚焦磁鐵構(gòu)成的束流光學(xué)系統(tǒng),最終到達(dá)實驗靶區(qū)與氣體放電等離子體靶相互作用;作用后的出射質(zhì)子被末端的高能譜分辨磁譜儀測量,并取得對應(yīng)的能損數(shù)據(jù).所用的磁譜儀是由一臺高穩(wěn)定性二極偏轉(zhuǎn)磁鐵耦合自主研制的大面積位置靈敏探測器等構(gòu)成,其能量分辨率優(yōu)于1%[13,16].在實驗過程中,質(zhì)子束的脈沖長度約為200 ns,通過調(diào)節(jié)等離子體、離子束與探測器三者之間的時序關(guān)系,精確測量了100 keV脈沖質(zhì)子束與不同狀態(tài)(不同溫度與電子密度)的部分電離氫等離子體靶作用后的離子能損數(shù)據(jù),考慮到束斑寬度、能量展寬等問題,該能損數(shù)據(jù)的誤差約為5%.

圖1 中國科學(xué)院近代物理研究所的離子束與等離子體相互作用實驗平臺Fig.1.Experimental setups of ions beam-plasmas interaction at the Institute of Modern Physics,Chinese Academy of Sciences.

2.1 部分電離等離子體靶-氣體放電等離子體裝置

實驗中使用的等離子體靶是一臺由中國科學(xué)院近代物理研究所與俄羅斯ITEP (Institute of Theoretical and Experimental Physics)共同研制的對稱構(gòu)型Z-Pinch 氣體放電裝置: 通過高壓極與接地極的脈沖電流放電方式,對填充其中的氣體進(jìn)行離化,產(chǎn)生部分電離等離子體.該裝置主要由等離子體區(qū),真空差分系統(tǒng)以及高壓回路部分組成,結(jié)構(gòu)示意如圖2 所示.等離子體區(qū)域由兩個共線的石英管構(gòu)成(長度L=78 mm,直徑Φ=5 mm),高壓電極位于兩石英管中間,接地極位于兩端,連接3 μF 電容與高壓電源,放電電壓(high voltage,HV) 2—5 kV,脈沖電流最高可達(dá)幾十kA.整個設(shè)備采用對稱型結(jié)構(gòu),通過補(bǔ)償平衡的方法,可有效抑制放電電流產(chǎn)生的外加磁場的干擾[17,18];真空系統(tǒng)采用二級差分結(jié)構(gòu),在0.5—5 mbar (1 bar=105Pa)的工作氣壓條件下保證加速器束線真空維持在10-7mbar 量級.

圖2 氣體放電等離子體裝置結(jié)構(gòu)圖Fig.2.Structure diagram of the gas discharged plasma target.

2.2 部分電離等離子體靶-自由電子密度診斷

實驗中部分電離氫等離子體靶的自由電子密度通過激光干涉法診斷獲得,光的折射率與介質(zhì)的電磁性質(zhì)密切相關(guān),特別是對于等離子體,其光學(xué)折射率小于1,并且強(qiáng)烈依賴于自由電子密度,對比而言,束縛電子密度對折射率不敏感[19].自由電子密度的變化引起折射率變化,造成干涉條紋的空間移動,由此診斷自由電子密度.光的折射率與自由電子密度的關(guān)系可表述為[20]

式中,nfe為等離子體自由電子密度,e和me分別為電子電荷與質(zhì)量,n為等離子體折射率,c為光速.

實驗基于Mach-Zehnder 干涉原理,搭建了一套激光干涉診斷系統(tǒng),圖3 為其結(jié)構(gòu)示意圖與實驗干涉典型結(jié)果.該系統(tǒng)中激光光源由一臺15 mW具有較好自相干性的He-Ne (632.8 nm)連續(xù)激光器提供,激光波長也明顯區(qū)別于氫等離子體自身輻射的特征波長.待測量的等離子體靶位于干涉光路的測量臂中,另外一路為參考臂;后端的干涉條紋圖像利用條紋相機(jī)進(jìn)行記錄,其掃描窗口時間寬度設(shè)置為40 μs,時間分辨為16 ns.實驗中通過記錄干涉條紋的縱向移動相對距離,可以取得該氫等離子體的自由電子密度隨時間演化的數(shù)據(jù).

圖3 (a)激光干涉成像設(shè)備示意圖(M1,M2,M3 為反射鏡,BS1,BS2 為半透半反鏡,L1,L2 為凸透鏡);(b)氫氣放電等離子體(P=1.03 mbar,HV=4 kV)的干涉條紋隨時間的演化圖像Fig.3.(a) Structure diagram of laser interference imaging equipment (M1,M2,M3 are reflectors,BS1,BS2 are semitransparent and semi-reflective mirrors,L1,L2 are convex lenses);(b) evolution of interference fringes (P=1.03 mbar,HV=4 kV) over hydrogen plasma lifetime.

圖4 為診斷的自由電子面密度隨時間變化的典型結(jié)果,等離子體壽命約為8 μs,峰值電子密度出現(xiàn)在t=3 μs 附近.HV=3—5 kV 時,峰值自由電子面密度為(2.13±0.13)×1017—(2.84±0.16)×1017cm-2.該密度變化趨勢與測量到的脈沖放電電流波形類似,并隨著放電電壓的升高,峰值電流也增大,對應(yīng)的自由電子密度隨之增大.

圖4 激光干涉成像方式測量氫等離子體(1.03 mbar,3—5 kV) (a)自由電子密度隨時間的變化;(b)放電電流隨時間的變化Fig.4.Measurement of hydrogen plasma by laser interferometric imaging (1.03 mbar,3-5 kV): (a) Change in the density of free electrons with time;(b) variation of discharge current with time.

2.3 部分電離等離子體靶-電子溫度診斷

該部分電離氫等離子體靶的溫度是通過測量其特征輻射光譜進(jìn)行診斷的.實驗中利用條紋相機(jī)耦合高分辨光譜儀的方式,記錄了等離子體發(fā)射的特征光譜隨時間連續(xù)變化.測量了氫原子的特征譜線(Balmer 線系,λ=656.27 nm,λ=486.12 nm,λ=434.04 nm),電子溫度通過玻爾茲曼圖解法確定,其函數(shù)式如下[21,22]:

其中Imn,λmn,Amn和gm分別是譜線強(qiáng)度、波長、躍遷幾率和統(tǒng)計權(quán)重,Te是電子溫度,k是玻爾茲曼常數(shù),E是躍遷激發(fā)能,計算中所選用原子譜線的相關(guān)信息來自NIST 數(shù)據(jù)庫[23].通過譜線激發(fā)能E與ln(λI/gA)繪制玻爾茲曼點圖,利用線性擬合方法獲取的擬合斜率,即可確定等離子體的電子溫度參數(shù),結(jié)果如圖5 所示,等離子體的溫度在初始時刻逐漸上升,t=2.9 μs 時達(dá)到Te=0.68 eV,維持了約4 μs,之后在t=7.0 μs 逐漸下降.

圖5 放電氫等離子體(1.03 mbar,4 kV)的溫度隨時間的變化Fig.5.Electron temperature of plasma (1.03 mbar,4 kV) as a function of discharge time.

考慮到等離子體的電子溫度可以通過影響能損理論模型中的庫侖對數(shù)熱修正因子[24]來改變離子能損數(shù)值,對此進(jìn)行計算.對于Te＜9 eV 的等離子體靶,當(dāng)入射質(zhì)子束能量為100 keV/u 時,靶中自由電子與束縛電子對炮彈離子能損的貢獻(xiàn)基本保持不變: ΔEfree=7.107 keV,ΔEbound=3.489 keV;當(dāng)9 eV＜Te＜100 eV 時,束縛電子的貢獻(xiàn)保持不變: ΔEbound=(3.489—3.425) keV;自由電子的貢獻(xiàn)從ΔEfree=7.107 keV 降低到ΔEfree=1.483 keV.比較結(jié)果如圖6 所示,只有在高溫條件下,自由電子能損貢獻(xiàn)出現(xiàn)明顯差異.然而在我們的實驗條件下Te～ 1 eV,束縛電子與自由電子的庫侖對數(shù)因子保持不變,該溫度區(qū)間對能損數(shù)值的影響可以忽略.

圖6 100 keV 質(zhì)子束與等離子體(nfe=2.41×1017 cm-2,nbe=5.27×1017 cm-2)作用后的能損隨電子溫度的變化以及G 函數(shù)隨溫度的變化Fig.6.Evolution of energy loss of 100 keV H ion in the plasma (nfe=2.41×1017 cm-2,nbe=5.27×1017 cm-2) and G function with temperature.

3 實驗結(jié)果及討論

離子與部分電離等離子體相互作用后的能損分別來源于與自由電子和與束縛電子兩部分的貢獻(xiàn)[11]:

式中,Zeff為離子束的有效電荷,e和me是電子電荷與電子質(zhì)量,nfe與nbe分別表示等離子體的自由電子密度與束縛電子密度,vp與vth分別表示炮彈離子的入射速度與等離子體中電子的熱運(yùn)動速度,在氣體靶中,氫以分子的形式存在,平均激發(fā)能為=18.5 eV,在部分電離等離子體靶中,未電離的氫以原子形式存在,平均激發(fā)能=15 eV;ωp=是等離子體頻率.

由(4)式可知,在精確計算離子束能損時需要重點考慮離子有效電荷 (Zeff)的影響,對于本實驗中質(zhì)子的有效電荷,我們已經(jīng)做過充分的考慮:1)根據(jù)從頭計算方法,考慮該能量下離子束與等離子體相互作用過程中的電離、俘獲等截面和物理過程后,通過求解對應(yīng)的速率方程,理論計算了作用過程中的離子電荷態(tài)數(shù)值,Zhao 等[15]計算并證實了He2+離子的激發(fā)態(tài)對實驗?zāi)軗p有一定影響;然而對于質(zhì)子束而言,Zhang 等[25]發(fā)現(xiàn)激發(fā)態(tài)對于有效電荷的影響很低;2) Lei 等[26,27]利用常用的有效電荷經(jīng)驗公式Kreussler 與Gus’kov 等模型,估算了90—100 keV 能區(qū)附近的質(zhì)子在等離子體中的有效電荷態(tài),得到了類似的結(jié)果,即對于能量為100 keV 的質(zhì)子,其在等離子體中的有效電荷態(tài)可認(rèn)為是 1[28].根據(jù)上述的討論,在下文結(jié)果分析中,認(rèn)為質(zhì)子束的有效電荷數(shù)值維持為1.

圖7(a)為實驗中初始能量E=100 keV 的質(zhì)子束穿過部分電離氫等離子體靶后的能量損失隨著等離子體演化時間的變化結(jié)果.其中質(zhì)子能損ΔEexp與自由電子密度的變化趨勢非常相似: 初始時刻隨著電子密度的升高迅速增大,在t=3 μs 時刻達(dá)到最大值(ΔEexp=(10.60±0.53) keV),之后緩慢下降.在該部分電離等離子體中自由電子的能損仍然占據(jù)主要部分,其數(shù)值約為相同密度下的束縛電子貢獻(xiàn)的4 倍[12].根據(jù)(4)式與實驗測量的能損結(jié)果數(shù)據(jù),通過簡單的數(shù)學(xué)運(yùn)算,即可獲得其中束縛電子對能損的貢獻(xiàn)量,根據(jù)能損與束縛電子密度的函數(shù)關(guān)聯(lián),進(jìn)一步得到等離子體靶區(qū)內(nèi)質(zhì)子飛行路徑上的束縛電子密度隨時間的演化圖像,如圖7(b)所示.具體來講: 在t=0 μs 時刻,靶物質(zhì)處于冷氣體狀態(tài),離子束的初始能損為ΔEexp=(5.53±0.28) keV,對應(yīng)的電子密度為(9.22±0.46)×1017cm-2;在放電過程中,如果按照常規(guī)計算方法,即初始靶原子密度減去自由電子密度計算得到束縛電子密度(綠線),僅在初始階段(0—3 μs)與能損法獲得的結(jié)果具有相同的趨勢,但是隨著自由電子密度的逐漸下降,束縛電子密度則逐漸上升,直到后期(～8 μs)恢復(fù)到初始狀態(tài)數(shù)值.這一后期的變化過程與能損法計算的束縛電子密度持續(xù)減少的趨勢完全相反,在能損法中,t=8 μs 時減小到nbe=(4.33±0.23)×1017cm-2;靶區(qū)內(nèi)總的電子密度(nfe+nbe)的變化趨勢與束縛電子密度變化相似,t=8 μs 時其數(shù)值降低為(4.82±0.26)×1017cm-2,只占初始總電子密度的52.28%,說明該放電等離子體在演化過程中,自由電子在腔室末端損失從而造成靶區(qū)內(nèi)電子密度的持續(xù)下降.McKenna 等[29,30]在實驗測量角箍縮等離子體中的軸向粒子密度分布時也發(fā)現(xiàn)了類似的實驗現(xiàn)象,即等離子體內(nèi)部的粒子數(shù)密度隨著等離子體的產(chǎn)生而快速下降.Schneider[31]建立了二維磁流體動力學(xué)程序?qū)υ摤F(xiàn)象進(jìn)行模擬,發(fā)現(xiàn)該末端損失現(xiàn)象是動能輸運(yùn)、壓力輸運(yùn)(對流)和熱擴(kuò)散(熱傳導(dǎo))這三種損耗機(jī)制的共同作用結(jié)果,即在質(zhì)量平衡精度小于1%,能量平衡精度為3%—5%時,角箍縮放電過程中的前4 μs 內(nèi),質(zhì)量損失量約為40%.因此,相比以往的認(rèn)識和處理方法,利用該質(zhì)子能損法獲得的等離子體束縛電子密度演化過程更具有實際應(yīng)用價值.

圖7 (a) 100 keV 質(zhì)子束與部分電離氫等離子體靶(1.03 mbar,4 kV)相互作用后的能量損失(■為實驗點,▲與 — 分別為Bethe 計算的束縛電子與自由電子部分能損數(shù)值);(b)氫等離子體中的電子密度;(c)電離度隨時間的變化Fig.7.(a) Evolution of energy loss of 100 keV H+ ion in the plasma (1.03 mbar,4 kV) during plasma lifetime (■ is the experimental point of energy loss of H+,▲與 — is the energy loss contributed by bound electron density and free electron density calculated by Bethe theory,respectively);(b) change of electron density;(c) ionization degree with time.

利用COMSOL 多物理場二維仿真軟件對本實驗所用的放電等離子體裝置進(jìn)行了粒子分布的計算模擬,并以等離子體腔室的一半作為具體研究對象.如圖8(a)所示,在該等離子體腔體中的一個石英管區(qū)域,高壓放電極位于中心處,陰極接地端位于石英管右側(cè),石英管出口端(右側(cè)區(qū)域)和等離子體腔通過的限束光闌(φ=1 mm)與外部真空管道聯(lián)通.圖8(b)結(jié)果顯示了放電后t=3 μs時刻的電勢空間分布,電場在軸心以及陽極處分布均勻,然而在陰極附近出現(xiàn)明顯的梯度.圖8(c),(d)分別顯示了不同時刻腔體內(nèi)自由電子密度分布,可以看到放電初期產(chǎn)生的自由電子主要分布在靠近陽極一側(cè),隨著等離子體的演化,密度分布逐漸向陰極擴(kuò)散并最終形成一個均勻分布.電子和離子的碰撞弛豫將在百ns 時間內(nèi)實現(xiàn)平衡,對于μs 量級的等離子體壽命,離子分布與自由電子的分布情況可認(rèn)為相同.從圖8 還發(fā)現(xiàn),自由電子在陰極軸心處的密度高于邊緣端口處的密度,這將導(dǎo)致陰極與邊緣出口端存在較大的壓力梯度(P=nikTi+nfekTe,ni和Ti分別為等離子體中離子密度與離子溫度),在該壓力梯度驅(qū)動下,必然存在自由電子由腔體向端口處流動,甚至造成電子流穿過限束光闌向外噴射,最終引起腔室內(nèi)自由電子密度的下降;相對而言,該等離子體內(nèi)未被離化的氫原子的移動速度很低,因此通過該小孔外溢的氫原子數(shù)量極其有限.在整個放電周期內(nèi),該等離子體裝置可以維持一個較高的離化能力并保持一個相對穩(wěn)定的離化度[17],因此隨著自由電子的外溢,原有未被離化的束縛電子將被持續(xù)電離,形成新的自由電子,并最終造成腔室內(nèi)束縛電子密度數(shù)量的持續(xù)下降.理論模擬結(jié)果與我們在實驗中利用質(zhì)子束能損診斷出的束縛電子密度在放電過程中持續(xù)下降的結(jié)果是一致的.基于上述分析,Z-pinch 型氫放電裝置在等離子體壽命時間內(nèi),不僅自由電子密度急劇升高后下降,而且束縛電子密度實際上會持續(xù)下降,靶室內(nèi)總的原子密度也會發(fā)生變化,這一結(jié)果為研究離子束與等離子體相互作用過程可以提供更加清晰的靶參數(shù)信息圖像.

圖8 (a)氣體放電靶的二維模型中陽極(20 mm)和陰極區(qū)域(30 mm)區(qū)域;(b) t=3 μs 時放電過程中電勢分布;(c),(d)等離子體中自由電子密度分別在t=1.1,3 μs 時的分布Fig.8.(a) Two-dimensional model with anode (20 mm),tube wall (20 mm) and cathode (30 mm) regions of cavity;(b) potential distribution during discharge at t=3 μs;(c),(d) free electron density of plasma in the t=1.1,3 μs.

4 結(jié)論

基于中國科學(xué)院近代物理研究所的低能離子束與等離子體相互作用平臺,實驗高精度測量了100 keV 的質(zhì)子束在部分電離氫等離子體中的能量損失,結(jié)合理論模型與等離子體狀態(tài)參數(shù)診斷結(jié)果(Te=0.68 eV;nfe=2.41×1017cm-2),取得了等離子體中束縛電子密度的數(shù)值,發(fā)現(xiàn)束縛電子密度隨著等離子體的演化而逐漸下降這一現(xiàn)象.利用COMSOL 程序?qū)Φ入x子體演化過程開展了模擬,發(fā)現(xiàn)在等離子體腔室的端口處,熱電子將在壓力梯度的作用下劇烈向外噴射,在放電持續(xù)的過程中,束縛電子被不斷電離為新的自由電子,最終造成腔室內(nèi)束縛電子密度下降的結(jié)果.這一研究發(fā)現(xiàn)為我們進(jìn)一步深入研究離子束與等離子體相互作用過程提供了更準(zhǔn)確的靶狀態(tài)參數(shù)信息.

感謝中國科學(xué)院近代物理研究所320 kV 高電荷態(tài)離子綜合實驗平臺李錦鈺、張桐民、康龍、劉會平、李軍、王富河等老師等提供的優(yōu)質(zhì)束流.