CC BY
26
УДК 539.17
ИССЛЕДОВАНИЕ ВЫХОДОВ DD-РЕАКЦИЙ ИЗ ГЕТЕРОСТРУКТУРЫ Ti/TiO2:Dx ПРИ НИЗКИХ ЭНЕРГИЯХ НА УСТАНОВКЕ ГЕЛИС
A.B. Багуля, О.Д. Далькаров, М.А. Нсгодасв, A.C. Русецкий*, А.П. Чубенко
Приводятся результаты измерения, выходов DD-реакций из гетер о структуры, Ti/Ti02-'Dx в диапазоне энергий 1025 кэВ. Измерялись потоки нейтронов и протонов с помощью нейтронного детектора на основе Не-3 счетчиков и пластикового трекового детектора CR-39. Сравнения, с расчетами показали наличие значительны,х эффектов усиления, выходов DD-реакций. Потенциал, экранирования, для, данной гетероструктуры при данных условиях эксперимента оценен в диапазоне Ue = 160 — 750 эВ.
Ключевые слова: DD-реакции. потенциал экранирования, потоки протонов и нейтронов.
Всё больший интерес вызывает сегодня измерение сечений ядерных реакций синтеза при низких энергиях. Эти исследования важны как для создания нового поколения энергетических установок, так и для понимания процессов, протекающих внутри звезд. Обзор ранних исследований в этой области можно найти в [1 4]. Прямое измерение таких сечений при малых энергиях затруднено из-за сложности обеспечения устойчивости ускорительных пучков низких энергий. Поэтому сечения ядерных реакций при низких энергиях (< 100 кэВ) обычно находят с помощью экстраполяции из области высоких энергий, где эти сечения могут быть измерены на ускорителях экспериментально.
Однако недавно выполненные эксперименты на ускорителях при энергиях < 10 кэВ с использованием твердотельных митттеней с имплантированным в них дейтерием показали. что в таком случае наблюдается значительное увеличение вероятности протекания DD-реакции по сравнению с экстраполяцией из области высоких энергии. Отепень усиления выхода DD-реакции характеризует т.н. потенциал экранирования, который
ФИАН, 119991 Россия, Москва, Ленинский пр-т, 53.
* E-mail: [email protected].
определяется как добавочная энергия, необходимая ядру дейтерия для преодоления кулоновского барьера.
Выходы DD-реакции и потенциалы экранирования изучались систематически в работах Райола и др. [5, 6] для почти 70-ти элементов Периодической системы как металлов. так и неметаллов. Было показано, что большинство изученных металлов имеют "большой" потенциал экранирования Ue > 100 эВ. Исключение составляют металлы 4 группы (Ti. Zr. Hf) и 11 группы (Cu. Ag. Au). Нужно, однако, отметить, что использованный в [5, 6] ускоритель позволял достигать токов дейтронов от 1 до 54 мкА. что минимизировало эффекты усиления, зависящие от плотности тока на митттени. Последнее было экспериментально показано в [7]. В этой работе импульсный тлеющий разряд генерировал ионы с энергиями 0.8 2.5 кэВ и обеспечивал плотности тока 300 600 мА/см2 при давлении дейтерия в диапазоне 2-10 мм рт. ст. При этом достигалось значительное усиление выхода DD-реакции по сравнению с относительно слаботочными ускорителями заряженных частиц. Недавно полученные данные показали, что при Ed = 1.0 кэВ в Ti мишенях, бомбардируемых дейтронами при токе разряда I ~ 300 мА, коэффициент усиления реакции d(d,p)t состав и л 109 по отношению к значениям выхода. определяемым стандартным сечением DD-реакции [8] (приближение Боттта Халле). Экспериментальные данные в данном эксперименте описываются потенциалом экранирования Ue = 610 ± 150 эВ.
В работе [9] измерялись астрофизические факторы и потенциалы экранирования для мишеней ZrD2, TiD2, D20 и CD2 в диапазоне энергий 2-7 кэВ. В качестве источника ионов D+ использовался плазменный ускоритель на базе Z-пинча. При этом неопределенности в определении энергии и тока дейтронов были намного больше, чем в работах с использованием обычных ускорителей. Потенциал экранирования, измеренный для TiD2, оказался равен Ue = 125 ± 34 эВ.
Целью н ас тояще и работы было изучение выходов DD-реакций из гетероструктурьт Ti/Ti02:Dx под действием пучка дейтронов в диапазоне энергий 10-25 кэВ с током до 50 мА и определение потенциалов экранирования.
В Физическом институте им. П. Н. Лебедева РАН была создана установка ГЕЛИС [10]. которая позволяет получать непрерывные пучки ионов с током до 50 мА и энергиями до 50 кэВ. и предназначена для проведения широкого спектра экспериментов, например, изучение столкновений легких ядер с энергией в десятки кэВ. изучение элементарных и коллективных процессов в ионно-пучковой плазме, изучение взаимодействий ионного пучка с различными материалами и модификация их поверхности.
Основной частью установки ГЕЛИС является ускоритель ионов, который включает в себя: 1) ионный источник с оборудованием, обеспечивающим его питание; 2) систему фокусировки ионного пучка; 3) вакуумную систему; 4) диагностическую аппаратуру для измерения тока и энергии ионного пучка.
Рис. 1: (а) схема расположения Не-3 детектора на установке ГЕЛИС. 1 и 2 - два положения Не-3 детектора (Ш = 120 см, К2 = 30 см), 3 - место расположения мишени, 4 - контуры установки ГЕЛИС; (б) схема расположения мишени и трековых детекторов в пучке ионов в установке ГЕЛИС. 1, 2, 3 - трековые детекторы СЯ-39 с различными покрытиями; 4 - мишень; 5 - манипулятор; 6 - пучок ионов; 7 - стальная подложка; 8 - диафрагма.
Схемы расположения детекторов и мишени на установке ГЕЛИС описаны в [11], но поскольку они важны для понимания результатов, мы ещё раз покажем их на рис. 1(а) и рис. 1(6).
Для детектирования продуктов ББ-реакций
(1 + а ^ р(3 МеУ) + Т(1 МеУ), (I + 1 п(2.45 МеУ) +3 Яе(0.8 МеУ)
(1) (2)
использовались многоканальный детектор нейтронов на основе счетчиков с наполнением Не-3 и трековый детектор СК-39. Процедура калибровки детектора СК-39 заряженными частицами и нейтронами подробно описана в [11]. При расположении Не-3 детектора в положении 1 (Ш = 120 см) эффективность регистрации нейтронов оказалась равной Пп\ = 0.1%. При расположении Не-3 детектора в положении 2 (Я2 = 30 см) эффективность регистрации нейтронов оказалась равной пп2 = 0.4%. Средняя эффективность регистрации быстрых нейтронов трековым детектором СК-39 оказалась равной Пп = 10"4. Детекторы 1 и 2 (рис. 1(6)), расположенные над образцом, имеют эффективность детектирования заряженных частиц = 0.026.
Три детектора СК-39 (1, 2, 3) (см. рис. 1(6)) устанавливаются с трех сторон исследуемого образца (4) в держателе с манипулятором, который позволяет перемещать образец поперек пучка ионов (6). Детекторы 1 и 2, расположенные над образцом, имеют покрытия 11 (или 22) и 55 (или 66) мкм А1, соответственно. Они предназначены для регистрации заряженных частиц и нейтронов, вылетевших с облученной поверхности образца против направления пучка. Детектор 3, расположенный под образцом, имеет покрытие 11 (или 33) мкм А1. Он предназначен для регистрации нейтронов, вылетевших с облученной поверхности образца в направлении пучка. Покрытия разной толщины позволяют защитить поверхность детектора от прямого попадания распыленных частиц образца и получить смещение энергетического спектра заряженных частиц на известную величину потерь энергии в соответствующем фильтре.
Исследовались образцы Т1/ТЮ2:Бх размером 3x1 см2. Они были изготовлены из титановой фольги, толщиной 30, 55 и 300 мкм и окисным слоем ТЮ2 ~ 100-150 нм,
2 4 2
2
ми. Образцы использовались в качестве катода (анод Р^). Последующее взвешивание показало, что за время электролиза в течение 48 часов в каждый образец входило в среднем 0.5 мг дейтерия. Это обеспечивало среднюю степень насыщения х = Б/Т1 = 0.1 на глубину до 1 мкм.
Образцы Т1/ТЮ2:Бх остаются практически стабильными при температуре Т =
300
Для экстраполяции сечения при низких энергиях использовалась параметризация Боттта Халле [8]. Тормозная способность дейтронов предполагалась пропорциональной скорости дейтронов при низкой энергии, что подтверждается данными для различных мишеней, по меньшей мере, до Е^ = 1.0 кэВ [12]. Для вычисления выхода протонов из
толстой мишени (катода), бомбардируемой дейтронами с энергией Е^,, использовалось выражение [7]:
ЕЛ
N-1.
Уъ(Ел ) = Мв (х)аъъ(Е )(йЕ/йх)-1йЕ, (3)
о
где (х), о\аЪ(Е) и ¿Е/¿х - плотность дейтронов в катоде, сечение ББ-реакции и тормозная способность дейтронов в материале мишени, соответственно.
Поскольку в процессе облучения и повышения температуры митттени концентрация дейтерия в ней может измениться, для расчетов используется эффективная концентрация дейтерия, которая определяется как (ей^) = к(Ш, Т(х), где Т иШ температура и мощность пучка на поверхности мишени. Коэффициент к может быть записан как [3]:
к(Ш,Т) = ехр
£ЛТ • (Шт/Шх)
(4)
кВ ТтТ0
где £а - энергия активации выхода дейтрона с поверхности мишени; Тт - максимальная температура на поверхности мишени, Т0 = 290 К - начальная температура мишени, АТ = Тт — Т0, Шт - максимальная мощность при Е^ = 25 кэВ, 1т = 0.2 мА; Шх -значение мощности при других (меньших) значениях тока и напряжения. Величина £а равняется 0.04 эВ для Ть
На рисунке 2 показана зависимость потоков протонов и нейтронов, испущенных по пучку и против пучка (детекторы 1, 2 на рис. 1(6)). от энергии. Наблюдается анизотропия в вылете продуктов ББ-реакции, испущенных по пучку и поперек пучка. Заметна также разница в потоках нейтронов и протонов, характеризующая соотношение вероятностей протекания ББ-реакции по каналам (1) и (2). Это указывает на то, что, возможно, ББ-реакция идет не через образование составного ядра Не-4*, а реализуется механизм неполного проникновения дейтрона в ядро.
Зависимость в ыход21 ББ-реакции из мишени Тл/ТЮ2:Бх от энергии пучка приведена на рис. 3. Там же приведены значения выходов ББ-реакции, рассчитанные по (3) для данных условий эксперимента.
Коэффициент усиления определяется как
f (Е) = УехР(Е )/Уъ (Е) = ехр[пп(Е)ие/Е], (5)
где Уехр(Е) - экспериментальный выход ББ-протонов, Уъ(Е) - выход при той же энергии, определенный в соответствии с экстраполяцией Боша-Халле [8]; 2пп = 31.29Z2 (^/Е )1/2 - параметр Зоммерфельда (здесь ^ ^ ^^^^^ дейтрона, ц и Е - приведенная масса и энергия дейтрона, соответственно).
Рис. 2: Зависимость потоков протонов и нейтронов, испущенных из мишени Тг/ТЮ2'-Вх по пучку и против пучка, от энергии. ■ - поток нейтронов по пучку, • - поток нейтронов против пучка, к - поток протонов против пучка. Измерения проведены трековым детектором СЯ-39.
Потенциал экранирования ие1 как и в [11], оценивался по полуэмпирической формуле [13], характеризующей его зависимость от температуры и плотности тока:
ие = (Т/То )-1/2 [а 1п(у) + 6],
(6)
где а = 145.3 и Ь = 71.2 - численные константы и у = к • у0/30), (здесь к = ехр(—АТ/кв ТТ0) = 0.04 ^В - энергия активации дейтрон а в титане, у0 = Ые/О = 10 - отношение концентраций атомов металла и дейтерия в мишени при Т0 = 290 К и = 0.03 тА/ст2), - плотность тока дейтронов.
В случае ББ-реакцип потенциал экранирования можно записать как:
ие = 1п f (Е )3/2/15.7, (7)
где Е (кэВ) - энергия дейтрона в с.ц.и. Подставив в (7) данные по коэффициентам усиления ББ-реакции, можно оценить потенциалы экранирования, полученные в конкретном эксперименте.
Коэффициенты усиления и потенциалы экранирования в мишени Тл/ТЮ2:БХ представлены в табл. 1.
Рис. 3: Зависимость выходов ОБ-реакции из мишени Тг/Тг02'-Вх от энергии пучка Б+. ■ - измеренный выход БО-реакции, • - выход ОБ-реакции, рассчитанный для данной энергии.
Расчет потенциалов экранирования был проведен для двух "крайних" условий: 1) при Т = 1941 К - температура плавления титана в области пучка и 2) Т = 350 К -температура, зарегистрированная термопарным термометром на краю мишени.
Таблица 1
Энергия пучка, Е¿, кэВ 10 15 20 25
Плотность тока пучка, мА/см2 0.26 0.5 0.5 0.7
Коэффициент усиления, f 2 1.3 1.4 1.2
Потенциал экранирования ие, эВ 490 340 670 510
Потенциал экранирования (расчет при Т = 350 и 1941 К), и, эВ 165-619 238-705 238-705 257-750
Из таблицы 1 видно, что измеренные потенциалы экранирования находятся между этими двумя крайними значениями. Это может объясняться тем, что в процессе эксперимента температура в области пучка на поверхности мишени могла повышаться от комнатной до температуры плавления. Также видно, что потенциал экранирования зависит от плотности тока дейтронов на мишени.
Таким образом. в данной работе при исследовании зависимости выходов продуктов ЦБ-реакции из гетероструктуры Т1/ТЮ^^Х от энергии дейтронов в диапазоне 10 25 кэВ получены значительные эффекты усиления по сравнению с теоретической экстраполяцией. Потенциал экранирования для данной гетероструктуры при данных условиях эксперимента оценен в диапазоне ие = 160 — 750 эВ.
Работа выполнена при поддержке гранта Министерства образования и науки (государственный контракт Л"2 16.518.11.7104 по мероприятию 1.8 ФЦП "Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007-2013 годы").
ЛИТЕРАТУРА
[1] В. А. Царев, УФН 160(11), 1 (1990).
[2] В. А. Царев, УФН 162, 65 (1992).
[3] V. A. Tsarev and D. Н. Worledge, Fusion Technology 22, 138 (1991).
[4] V. A. Chechia. V. A. Tsarev, M. Rabiaovitz, aad Y. E. Kim. Int. Journal of Theor. Phys. 33(3), 617 (1994).
[5] F. Raiola, P. Migliardi, G. Gyurky, et al., Eur. Phys. J. A 13, 377 (2002).
[6] F. Raiola, P. Migliardi, L, Gang, et al., Phys. Lett. В 547, 193 (2002).
[7] A. G. Lipsoa, A. S. Roussetski, A. B. Ivarabut, aad G. H. Miley, ЖЭТФ 127(6), 1334 (2005).
[8] H. S. Bosch aad G. M. Halle, Xucl. Fusion. 32, 611 (1994).
[9] В. M. Бьтстрицкий, Вит. M. Бьтстрицкий, Г. Н. Дудкин и др., ЯФ 75(1). 56 (2012).
[10] М. А. Негодаев, А. В. Багуля, Препринт ФИАН № 11 (М., ФИАН, 1996).
[11] А. В. Багуля, О. Д. Далькаров, М. А. Негодаев, и др.. Краткие сообщения по физике ФИАН, 39(9), 3 (2012).
[12] Н. Н. Anderson and J. F. Ziegler, Hydrogen Stopping Powers and, Ranges in All Elements (Pergamon, New York, 1977.)
[13] А. Г. Липши, А. С. Русецкий, Б. Ф. Ляхов и др.. Химия высоких энергий 42(4), 361 (2008).
Поступила в редакцию 5 июля 2012 г.
