螺旋型天线螺旋波等离子体特性研究

付 唯， 汤 栋， 陈建军， 陈 波, 叶宗标， 芶富均， 张 坤

(1. 成都大学机械工程学院， 成都 610106； 2. 四川大学原子核科学技术研究所， 成都 610064)

中性束注入(Neutral Beam Injector，NBI)被公认是受控核聚变堆芯等离子体的有效加热方式之一，也是国际受控热核聚变堆(International Thermonuclear Experimental Reactor，ITER)主要的辅助加热方式之一[1-4]. 中性束可以由正离子和负离子产生，但在高能量(> 200 keV)，正氢离子的中性化效率几乎为零. 而对于H-离子束，利用常规气体中性化在NBI系统中，中性化效率仅为60%[5]. 上世纪 90年代，Melchert 等[6]推算出等离子体靶中可获得 80%以上的中性化效率. 未来的大型磁约束聚变堆需要的中性束能量在1 MeV以上，因此基于负离子源的中性束注入系统(N-NBI)是未来磁约束核聚变堆的必然选择.

Hanada等[5]在2004年报道了氢等离子体和氩等离子体对能量为200 keV 的负氢离子的中性化过程. 他们采用热阴极弧放电方式(40 kW)产生的氢等离子体密度为1017～1018m-3，电离度为10%左右，中性化效率为65%，并发现中性化效率随着电离度升高而升高[5]. 由此，作为高电离、高密度的螺旋波等离子体在中性化加热中拥有巨大发展潜力. 螺旋波等离子体的放电是一种比较适合气体电离的高效放电方式，Boswell[7]在实验上实现了接近100%的气体电离效率.

前期国内外的研究工作主要集中于螺旋波等离子体的产生及其高电离效率的机制探究. Lehane等[8]首先在等离子体中发现了螺旋波. Boswell等[9-13]指出通过千瓦级射频源产生的螺旋波可以激发高密度的等离子体. Chen[14, 15]首先提出朗道阻尼效应是螺旋波等离子体中波与电子产生能量交换的机理，并通过试验诊断和数值模拟两种方式研究了螺旋波等离子体的放电特性，揭示了螺旋波等离子体源电磁波的传播规律；Cho等[16]通过数值模拟手段研究了螺旋波等离子体中的电磁场以及等离子体吸收功率密度的空间分布. 对于高密度螺旋波等离子体中性束加热，目前国内外的研究工作主要集中在小型离子源，其空间尺度较小，低气压下放电存在模式转换和密度不稳定现象. 螺旋波等离子体超强电离效率的产生机制至今仍不明确. 同时国内外将螺旋波等离子体用于高能离子中性化方面的研究报道较少. 因此有必要开展螺旋波等离子激发和参数扫描等相关研究工作，为利用螺旋波中性化加热奠定基础.

本文采用螺旋型天线螺旋波天线进行非轴对称射频能量耦合，自主搭建了高密度Ar螺旋波等离子体源装置，并对相关等离子体参数进行特性诊断. 与Nagoya III型天线和Boswell型天线相比，本文使用大幅提升了电子密度的螺旋型天线[17]，为探寻高密度H2螺旋波等离子体的产生机理提供了有关依据.

2 实 验

射频等离子体源通过外部天线的射频电流产生交变电磁场，电磁场能量加速电子，电离中性气体产生等离子体；螺旋波可以传播到等离子体内部，使波能量被等离子体吸收，加强电离.

图1 离子源装置示意图Fig.1 Schematic diagram of ion source device

螺旋波等离子体实验装置如图 1 所示，螺旋波等离子体源由电离腔室、射频天线、磁场构成. 电离腔室由圆柱体石英玻璃管(R=40 mm，L=20 cm)构成，径向电流密度Jr(R)=0. 射频天线采用右手螺旋天线(Shoji Antenna，m=1)；采用永磁体产生磁场，其主要作用是约束电子、抑制电子径向运动与器壁中和、并为螺旋波的传播提供轴向均匀磁场. 背景真空度达 1×10-5Pa. 等离子体放电过程中真空度为帕量级. 选用频率为13.56 MHz，最大输出功率 2000 W 的射频源作为驱动. 功率传输使用无氧纯铜铜带，射频源的输出端连接阻抗匹配器，经过匹配器将射频功率传输到螺旋天线端口用于激励等离子体. 通过调节匹配的电容可将反射功率降为0，使耦合到螺旋天线端口的功率达到最大.

2.1 天线及天线长度计算

螺旋波属于哨声波系列. 对于绝缘介质为边界、R为半径的放电管中产生的m= 1螺旋波[径向电流密度Jr(R)= 0或螺旋波角向电场分Eθ(R)= 0],有如下关系成立[17]：

mkJm(k⊥R)+kzJ,m(k⊥R)=0

(1)

(2)

其中

(3)

k是波矢的大小，k⊥和kz分别是波矢的径向和轴向分量；e为电子电荷量;ne为电子密度;B为磁场强度；μ0为真空磁导率.Jm为m阶第一类贝塞尔函数；J’m代表贝塞尔函数的导数；m为不同方位角模式. 再根据色散关系和式(1)～式(3)得到螺旋波波长：

(4)

由此可知，螺旋波波长与磁场强度，等离子体半径，电子密度，射频频率等有关. 根据实验参数：磁场B=0.065 T，频率f=13.56 MHz，等离子体半径等于20 cm，计算得到波长λz=6.53 cm. 根据螺旋波波长和和天线能量耦合的关系式：

(5)

即la=λz/2, 3λz/2, 5λz/2…时耦合最强.kz= 0,2π/la, 4π/la, …对应la= ∞,λz, 2λz, …时耦合最弱.la(天线长度)取半波长奇数倍时，耦合效率最佳[15]，即取3/2倍波长得la≈9.8 cm.

图2 右手螺旋型天线示意图

图2是右手螺旋型天线示意图. 其端部采用银焊，厚度1 mm.

2.2 磁 场

轴线磁场由5个内径为56 mm，外径为100 mm的永磁体构成，借助COMSOL5.4工具软件对磁场(源区)分布进行模拟，结果如图3所示. 图4展示径向不同半径位置轴向磁场强度分布(r=0 代表中心轴向磁场强度)：

图3可以看出永磁铁在天线缠绕放电腔室覆盖的区域内磁场分布较为均匀，磁力线基本都同一个方向；从图4看出磁场分布沿径向变化不大，可以满足螺旋波对磁场的要求，天线区域磁场强度大约为0.065 T左右.

2.3 探 针

探针诊断等离子体温度和密度技术是一种侵略式诊断技术，本文采用双探针来诊断等离子体. 双探针诊断系统由三大部分组成: 钨针、直流扫描电源和计算机. 实验中在放电腔室下端15 cm中心位置处安装一固定Langmuir探针的法兰，用于探针径向空间的测量，探针后连接探针测试系统及计算机. 探针端部暴露出的钨丝长为5.78 mm，半径为0.25 mm，剩余部分封装在陶瓷细管内，使其与等离子体分开.

图3 磁场分布图

图4 不同径向/轴向磁场强度分布

3 实验与讨论

本文以Ar为工质气体、在磁场强度为0.065 T的条件下，对等离子体进行诊断，研究气压对等离子体特性的影响和在1.0 Pa下等离子体密度的径向分布. 首先, 螺旋波等离子体的放电模式由较低电子密度的容性耦合(CCP)模式转变到较高电子密度的电感耦合(ICP)模式, 随后转变到高电子密度的螺旋波放电(HWP)模式. “E模式(CCP)”到“H模式(ICP)”转变[18]. 在E模式下，放电主要由静电场进行驱动，此时的电子密度较低、发光强度低. 随着射频功率的增加，感生电磁场的强度不断增强，电子密度逐渐上升. 在H模式下，随着功率的增加，电磁波在等离子体内部传播或者沿着等离子体表面传播，最终被等离子体吸收，使电子密度和电离率得到提高；在输出的射频功率较低时，等离子体中的Ar原子中性粒子退激为主要退激方式并发射紫光，随着射频功率增加，螺旋波沿轴向传递能量和TG波沿径向传递能量占据主导地位，使得等离子体逐渐变成以Ar离子退激占主导地位并发射蓝光，因此等离子体颜色由粉变紫.在整个实验过程中，射频功率由0 W增加到100 W时(设备输出功率最小100 W)，等离子体颜色迅速从粉变紫. 因此只有ICP模式和HWP模式下对应的等离子体放电直观图，没有CCP模式下的直观图. “H模式(ICP)”到“W模式(HWP)”的转变，等离子体由紫变蓝，光强继续加强. 因此模式的转换是由于粒子吸收能量机制的转变，且伴随着等离子体放电状态(颜色)转变(如图5所示).

(a) H模式 (b) W模式图5 模式转变图Fig.5 Pattern transition diagram

3.1 等离子体特性影响

用射频朗缪尔探针对等离子体进行诊断，当气流量为32 sccm时，气压为1.0 Pa，磁场强度为0.065 T，等离子体密度随功率变化如图6所示. 可以看出电子密度仅仅发生了一次“跃迁”(350～500 W)，发生了H模式到W模式的转变，明显观察到功率参数增加到400 W的过程中等离子体出现闪烁，稳定后等离子体羽流区域呈“蓝色核心”.同时，电子密度数量级发生“跃迁”，在螺旋波模式下，测量区域电子密度在1018m-3数量级. 电子温度在2.7～3.9 eV范围内波动，当达到螺旋波放电模式时，电子在螺旋波的作用下大面积地撞击并电离中性粒子，在提升了等离子体电离率的同时，电子也失去了相应的能量，因此电子温度大幅度降低.

在射频功率区间为100～350 W范围内，H模式下，电子密度缓慢上升，且电子温度在2.9～3.4 eV之间波动. 当功率加到400 W时，电子密度跃迁到1018m-3数量级，同时伴随着电子温度的迅速下降，当射频功率持续增加，电子密度增长缓慢，电子温度总体呈上升趋势.

在反射功率为0 W的条件下，随着射频功率的增加，等离子体吸收的能量随之增加，用于电离的能量增加缓慢，射频功率以加热电子的方式将能量传输给等离子体.

图6 (a) 等离子体密度图(1.0 Pa); (b) 等离子体电子温度图Fig.6 (a) Plasma density (1.0 Pa); (b) plasma electron temperature

固定外加磁场下，研究不同工作压力下向螺旋波模式的转变. 当磁场固定，压力参数为0.4～1.0 Pa (1.2 Pa超出了分子泵维持真空的最大工作极限，所以没有诊断1.2 Pa下的等离子体特性)，螺旋模跃迁功率降低，如图7所示.

图7 在不同气压下电子密度跃迁图(0.4～1.0 Pa)

工质气体的压力对模式转换主要与碰撞频率有关. 图7表明等离子体密度随气体压强的增强而减小, 是因为射频等离子体的电离率和碰撞频率和电场强度有关. 在电场强度不变的前提下，在一定压强范围内，等离子体电离率随碰撞频率的增大呈先增大后减小的趋势[19]. 可能是因为在磁场与电场耦合作用下，导致等离子体电离率随碰撞频率的增大而减小，所以在0.4～1.0 Pa范围内，等离子体密度呈递减状态. 在射频功率为1000 W，压强为0.4 Pa的条件下，等离子体密度约为1.8×1018m-3，压强升高到1.0 Pa，等离子体密度下降到1.5×1018m-3. 在压强0.4 Pa，射频功率为600 W的条件下，等离子体吸收能量的模式由“H模式”转换为“W模式”，等离子体密度上升到1.2×1018m-3，气压增加到1.0 Pa时，等离子体模式的转换发生在射频功率为400 W的条件下，等离子体密度上升到1.4×1018m-3. 值得注意的是，气体压强由0.4 Pa增大到1.0 Pa，H-W模式转换时的射频功率阈值从600 W减小到400 W，过渡区电子密度约为1.4×1018m-3. 在低气压时(0.4 Pa)被碰撞电离的中性原子已经达到相对饱和的状态，碰撞电离已经达到极限. 当气压增大时，中性原子得到补充，更多的Ar原子被碰撞，加大了碰撞截面，加速电离.

3.2 径向分布

为研究螺旋波等离子体源羽流区域等离子体参数的空间分布，将探针沿测试径向探入羽流区域的中心位置. 由于器壁位置(Z=15 cm,r=0.2 cm)测不到等离子体密度，因此将距等离子体源下端15 cm，器壁0.2 cm的位置作为测试起点(Z=15 cm，r=0.2cm). 从此点开始，将探针以步径2 mm逐渐向中心移动，测量等离子体密度的径向分布.图8和图9展示了径向等离子体在中心处电子密度最大. 在1.0 Pa下，700 W的功率下等离子体在中心处的电子密度达到1.3×1018m-3； 维持功率在700 W，气压被调到0.8 Pa时，等离子体中心密度则达到1.4×1018m-3；向中心靠近，等离子体密度呈上升趋势. 当功率为100 W和300 W时，等离子体呈现H模式，其电子密度沿径向上升缓慢；而当功率为500 W和700 W时，等离子体呈现W模式，其电子密度上升幅度较大. 原因是在W模式下，离开放电腔室后，高密度的电子向四周扩散，形成一定的发散角，因此电子密度急剧下降. 总之，在H模式下，等离子体密度径向分布均匀，螺旋波等离子体源羽流区域在 W 放电模式下的等离子体密度整体远高于H放电模式下的等离子体密度，且在 W 放电模式下，电子主要集中在放电腔室中心区域. 电子温度在2.4～4.2 eV间波动，中心区域电子温度比腔室壁区域电子温度要高，最多高出1 eV.

图9 径向电子温度分布图Fig.9 Radial electron temperature distribution

4 结 论

本文通过对螺旋波氩等离子体的电子密度、电子温度两项参数进行测量，定量分析了螺旋波等离子体空间径向分布特性和气压对螺旋波等离子体空间径向分布特性的影响，得到如下结论：

(1) 在压强一定条件下，等离子体密度随着射频功率的增加而增加，伴随着吸收能量机制的转变，等离子体颜色由粉变紫再变蓝，等离子体密度出现跃迁，最高可达到1×1018m-3.

(2) 在压强一定条件下，H模式下等离子体密度分布均匀，径向密度变化不大，而W模式(螺旋波模式)下电子密度空间分布呈中心区域高，边缘区域低的特征.

(3) 压强在0.4～1.0 Pa范围内，等离子体放电到达螺旋波模式时，增大气压会使得等离子体颜色明显由深蓝转浅蓝，电子密度减小. 且随着中性粒子的补充，实现螺旋波放电模式的功率阈值减小.