Механизм нагрева ионов в ЭЦР ионных источниках, учитывающий параметрические неустойчивости

• Автор: Вострикова, Екатерина Александровна
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2006
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 95 с. : ил.

ГЛАВА 1. Получение многозарядных ионов в ЭЦР ионных источниках

1.1. Принципы работы ЭЦР источника ионов

1.2. Удержание ионов в ЭЦР источнике ионов. Влияние ионной температуры на удержание ионов

1.3. Смешивание газов и изотопный эффект

ГЛАВА 2. Параметрические неустойчивости в плазме ЭЦР ионных источников

2.1. Введение

2.2. Параметрическое возбуждение низкочастотных колебаний в плазме ЭЦР ионных источников

2.3. Ионно-звуковая турбулентность

2.3.1. Введение

2.3.2. Затухание ионного звука в многокомпонентной плазме ЭЦР источника ионов

2.3.3. Порог распадной неустойчивости в многокомпонентной плазме ЭЦР источника ионов
ГЛАВА 3. Турбулентный нагрев ионов в многокомпонентной плазме ЭЦР ионного источника
3.1. Спектр ионно-звуковой турбулентности в ЭЦР ионном источнике
3.1.1. Введение
3.1.2. Вывод кинетического уравнения для волн
3.1.3. Случай однокомпонентной плазмы
3.1.4. Случай двухкомпонентной плазмы
3.2. Турбулентный нагрев ионов в ЭЦР ионном источнике
3.2.1. Введение
3.2.2. Случай однокомпонентной плазмы
3.2.3. Случай двухкомпонентной плазмы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ

ЛИТЕРАТУРА
ПРИЛОЖЕНИЯ

Актуальность темы.
В последнее время наблюдается быстрый темп развития технологий, связанных с использованием пучков ионов: обработка и модификация поверхностей полупроводников [1] , ионно-лучевая эпитаксия [2] и имплантация [1], воздействие на раковые опухоли [3] и т.д. Для решения фундаментальных задач атомной и ядерной физики используются пучки многозарядных ионов (МЗИ) тяжелых элементов. Ионные пучки применяются, например, при исследовании структуры ядра и ядерных взаимодействий [4], синтезе новых сверхтяжелых элементов [5]. Пучки ионов находят широкое применение для дополнительного нагрева плазмы в тороидальных установках для термоядерного синтеза [6]. Среди источников МЗИ наиболее перспективными являются источники на основе разряда низкого давления, поддерживаемого в зеркальной магнитной ловушке электромагнитным излучением в условиях электронно-циклотронного резонанса (ЭЦР) [7]. ЭЦР источники ионов выгодно отличаются от источников других типов в тех случаях, когда требуется умеренно высокий средний заряд ионов (например, 7-9 для аргона) при достаточно высоком токе экстрагированного пучка ионов (~ 100 мкА). Они имеют большой ресурс работы, стабильны, позволяют легко менять рабочее вещество. В настоящее время разработкой и усовершенствованием ЭЦР ионных источников занимаются крупные исследовательские лаборатории во всем мире [8], в том числе и в России (ОИЯИ, ИПФ РАН [9], [10]). Пучки МЗИ, сформированные с помощью ЭЦР источников ионов, активно применяются в ускорительных центрах мира (например, в GANIL (Grand Accélérateur National des Ions Lourds), Франция).
При исследовании различных механизмов, влияющих на эффективность работы ионных ЭЦР источников, основной проблемой остается проблема удержания многозарядных ионов в источнике с целью получения их более высоких зарядовых состояний [8]. Как показывают многочисленные исследования, время жизни ионов в источнике в основном определяется ионной температурой [11]: в различных режимах удержания ионов чем ниже их температура, тем больше время жизни ионов в источнике. Поэтому проблема удержания ионов неразрывно связана с исследованием различных механизмов, влияющих на их нагрев.
Согласно теории плазменной турбулентности, для того, чтобы получить кинетические уравнения для волн, позволяющие описать турбулентные процессы, в которых существенную роль играет детальное распределение частиц, необходимо получить отдельно уравнения для турбулентной и регулярной составляющей функции распределения частиц, напряженности электрического поля и нелинейного тока. Затем найти уравнения для средних значений комбинаций таких турбулентных составляющих (например, квадратов электрических полей). Тогда из уравнений Максвелла, связывающего турбулентные величины напряженности поля и нелинейного тока, можно получить уравнение для определения корреляционной функции. Для продольных колебаний с учетом нелинейного по полю тока второго и третьего порядков получаем:
(*'-4 Ж-Ек
—*Ф‘Г1‘аГк+Е^‘"•*’+«. V" ■(3'‘'2'4)
В уравнении (3.1.2.4) и далее индекс к обозначает к,а.
Рассмотрим левую часть уравнения (3.1.2.4) и выразим спектральную плотность корреляционной функции 1к через напряженности электрического
поля волн. В силу действительности вектора Ё напряженность электрического поля можно представить в виде разложения в ряд Фурье ^Ёке~ш*'кг -^Ё'кеи
Ліш-ікг
Поскольку суммирование производится по всем к и положительным, и отрицательным, то условие действительности принимает вид
Е-к=Ё'к.
В этой записи не учтено правило изменения знака собственных частот при замене знака у вектора к , а именно оХс-к)=-оХк), поскольку собственные частоты еще не введены. Амплитуду электрического поля вводят через вектор поляризации

волные-к, т.е. Ек = Екёк. Для продольных волн ёк = — = -ё^. Таким образом,

ёкЕк =-ё_кЕ_к =ёкЕ'к . В силу действительности вектора поляризации ё1 Е_к = ~Е'к. Тогда для продольных волн можно выразить спектральную плотность
корреляционной функции как Ек -Ек. = 1кк. =-1кб(к + к') [56], где черта означает