دانشگاه آزاد اسلامي
واحد تهران مرکزي
دانشکده علوم پایه –گروه فیزیک
پایان نامه برای دریافت درجه کارشناسی ارشد (M.Sc )
گرایش :
هسته ای
عنوان :
بهینه سازی تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر در سامانه پلاسمای کانونی
استاد راهنما :
دکتر ایوب بنوشی
استاد مشاور :
دکتر مرتضی حبیبی
پژوهشگر :
مریم ساعد
زمستان 1392
تقدیم به :پدر بزرگوار و مادر مهربانم
آن دو فرشته ای که از خواسته هایشان گذشتند، سختی ها را به جان خریدند و خود را سپر بلای مشکلات و ناملایمات کردند تا من به جایگاهی که اکنون در آن ایستاده ام برسم .
تشکر و قدرانی:
قبل از هر نکته و هر سخنی بر خودلازم میدانم که از استاد گرانقدرم جناب آقای دکتر وحدت روشن که از منش علمی و اخلاقی ایشان درس های بسیار آموخته ام وشاگردی ایشان در طول این دوره تحصیلات دانشگاهی،برای این حقیر همواره مایه ی افتخار و مباهات خواهد بود، نهایت سپاس و امتنان را داشته باشم. 
همچنین از جناب آقای دکتر بنوشی و جناب آقای دکتر حبیبی که مرا به عنوان دانشجوی خود پذیرفتند و از راهنمایی های آنها نهایت استفاده را بردم صمیمانه تشکر وتقدیر می کنم.
تعهد نامه اصالت پایان نامه کارشناسی ارشد
اینجانب مریم ساعد دانش آموخته مقطع کارشناسی ارشد ناپیوسته به شماره دانشجویی در رشته فیزیک هسته ای که در تاریخ 22/10/92
از پایان نامه خود تحت عنوان : بهینه سازی تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر در سامانه پلاسمای کانونی
با کسب نمره 19 و درجه عالی دفاع نموده ام بدینوسیله متعهد می شوم:
این پایان نامه حاصل تحقیق و پژوهش انجام شده توسط اینجانب بوده و در مواردی که از دستاوردهای علمی و پژوهشی دیگران (اعم از پایان نامه ،کتاب ،مقاله و…) استفاده نموده ام ، مطابق ضوابط و رویه های موجود ، نام منبع مورد استفاده و سایر مشخصات آن را در فهرست ذکر و درج کرده ام.
این پایان نامه قبلاً برای دریافت هیچ مدرک تحصیلی (هم سطح ،پایین تر یا بالاتر )در سایر دانشگاهها و موسسات آموزش عالی ارائه نشده است.
چنانچه بعد از فراغت ازتحصیل ، قصد استفاده و هر گونه بهره برداری اعم از چاپ کتاب،
ثبت اختراع و …. از این پایان نامه داشته باشم ، از حوزه معاونت پژوهشی واحد مجوزهای مربوطه را اخذ نمایم.
چنانچه در هر مقطع زمانی خلاف موارد فوق ثابت شود ، عواقب ناشی از آن را بپذیرم و واحد دانشگاهی مجاز است با اینجانب مطابق ضوابط و مقررات رفتار نموده و در صورت ابطال مدرک تحصیلی ام هیچگونه ادعایی نخواهم داشت.
نام و نام خانوادگی : مریم ساعد
تاریخ و امضاء
بسمه تعالی
در تاریخ :22/10/92
دانشجوی کارشناسی ارشد خانم مریم ساعد از پایان نامه خود دفاع نموده و با نمره 19 بحروف نوزده تمام و با درجه عالی
مورد تصویب قرار گرفت .
امضاء استاد راهنما :
بسمه تعالي
دانشكده ی علوم پایه دانشگاه آزاد اسلامی
(اين چكيده به منظور چاپ در پژوهش‌نامه دانشگاه تهيه شده است»
نام واحد دانشگاهي: تهران مركزي کد واحد: 101كد شناسايي پايان‌نامه: 101130218912006 عنوان پايان‌نامه: بهینه سازی تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر در سامانه پلاسمای کانونینام و نام خانوادگي دانشجو: مریم ساعد
شماره دانشجوئي: 89093530800
رشته تحصیلی: فیزیک هسته ایتاريخ شروع پايان‌نامه: نیمسال اول سال تحصیلی 92-91
تاريخ اتمام پايان‌نامه: نیمسال اول سال تحصیلی 93-92استاد راهنما: دکتر ایوب بنوشی
استاد مشاور: دکتر مرتضی حبیبیآدرس و شماره تلفن : تهران-اشرفی اصفهانی- نرسیده به تیراژه-کوچه بیدکی-پلاک19 09369322615چکیده پایان نامه (شامل خلاصه، اهداف، روش های اجرا و نتایج به دست آمده):
بررسی و مطالعه شرایط بهینه تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر با استفاده از دستگاه پلاسمای کانونی موضوع مورد تحقیق پروژه حاضر است. رادیوایزوتوپ‌های کوتاه عمر که درپزشکی کاربرد دارند شامل:18F (110 دقیقه)؛ 13N (10دقیقه)؛ 15O (5/2 دقیقه)؛ 11C (20دقیقه) هستند. تکنیک تصویربرداری گسیل پوزیترونی با استفاده از این رادیوایزوتوپ ها مزایای گسترده ای نسبت به سایر روش ها دارد. برخی از کاربردهای آن عبارتند از : آشکارسازی بافت های سرطانی ، تعیین گسترش آن در بدن ، بررسی موثر بودن عمل درمان، تعیین بازگشت مجدد سرطان پس از عمل، تعیین اثرات حمله قلبی. استفاده از سیکلوترون تصویربرداری گسیل پوزیترونی را به روشی گرانقیمت تبدیل کرده است. بنابراین لازم است سایر روش ها مورد بررسی قرار گرفته تا هزینه ها را کاهش داده و امکان استفاده از آن را برای همه فراهم کرد. به همین منظور دستگاه پلاسمای کانونی به دلایل گفته شده مورد توجه جدی قرار گرفته است. اهداف مورد بررسی در این تحقیق شامل: 1) آشنایی با دستگاه پلاسمای کانونی و مطالعه فازهای مختلف آن. 2) بررسی مکانیسم های شتاب و مطالعه طیف دوترون های پر انرژی شامل روش های اندازه گیری طیف های دوترون 3) بررسی تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر در دستگاه پلاسمای کانونی. 4) شرایط بهینه سازی شامل: محاسبه اکتیویته طیف های آزمایشگاهی، رابطه بین توان تابع نمایی و اکتیویته و همچنین برای بهینه سازیِ تولید رادیوایزوتوپ ها می توان در مد تکرار کارکرده و یا انرژی دستگاه را بالا برد و یا شرایط دیگر را بررسی کرد. مناسب است
نظر استاد راهنما براي چاپ در پژوهش‌نامه دانشگاه تاريخ و امضاء:
مناسب نیست
عنوانشماره صفحه
چکیده1
1- آشنایی با دستگاه پلاسمای کانونی و کاربردهای آن2
1-1 ساختار کلی دستگاه پلاسمای کانونی4
1-1-1 دینامیک پلاسمای کانونی6
الف)فازشکست7
ب)فاز شتاب گیری محوری8
ج)فاز شعاعی9
1-2 کاربردهای پلاسمای کانونی13
2 سازوکارشتاب یون ها و مطالعه طیف دوترون های پرانرژی در دستگاه پلاسمای کانونی15
2-1 سازوکارشتاب یون ها16
2-1-1 فرآیند شتاب17
2-1-2 مدل های شتاب18
2-1-2-1 ناپایداری ها18
2-1-2-2 مقاومت غیر عادی21
2-1-2-3 موج پلاسما22
2-1-2-4 موج شوک23
2-2 مطالعه طیف دوترون های پرانرژی24
2-2-1 روش های اندازه گیری دوترون های پر انرژی 24
2-2-1-1 طیف سنج مغناطیسی24
2-2-1-2 فعال سازی هسته ای31
2-2-1-3 تحلیل گر سهمی تامسون37
2-2-1-4 زمان پرواز یون44
3- بررسی تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر در دستگاه پلاسمای کانونی46
3-1 فرآیند تولید رادیوایزوتوپ در دستگاه پلاسمای کانونی47
3-1-1 روش درونی48
3-1-2 روش بیرونی49
3-1-3 مقایسه روش درونی با روش بیرونی49
3-2 رادیوایزوتوپ های تولید شده در دستگاه پلاسمای کانونی50
3-3 فرایند تولید نیتروژن13 از طریق واکنش12C(d,n)13N 52
4- بهینه سازی تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر در دستگاه پلاسمای کانونی55
4-1 فرآیند محاسبه اکتیویته طیف دوترون56
4-1-1 نرخ واکنش56
4-1-2 محاسبه تعداد هسته های نیتروژن1360
4-1-3 محاسبه اکتیویته63
4-2 مقایسه اکتیویته آزمایشگاهی با اکتیویته محاسبه شده از طیف دوترون63
4-3 بررسی رابطه توان تابع نمایی(n) واکتیویته(A) 64
4-3-1 محاسبه اکتیویته طیف های آزمایشگاهی 64
4-3-2 رابطه تئوری بین اکتیویته(A) وتوان(n)71
4-4 بهینه سازی تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر در دستگاه پلاسمای کانونی78
4-4-1 عوامل موثر بر میزان اکتیویته 78
4-4-1-1 نرخ تکرار78
4-4-1-2 انرژی دستگاه86
5- نتیجه گیری88
6-مراجع92
شکل(1-1):نمایی ساده از دستگاه پلاسمای کانونی نوع مدر(سمت چپ) و نوع فیلیپوف(سمت راست)5
شکل(1-2): حرکت لایه جریان و فازهای مختلف آن در پلاسمای کانونی نوع مدر6
شکل(1-3): واپاشی ستون پلاسما وگسیل پرتوهای مختلف12
شکل(1-4): مراحل تشکیل پینچ پلاسما12
شکل(2-1): اغتشاش در ستون پلاسما به صورت شماتیک18
شکل(2-2): اختلال در پینچ19
شکل(2-3): ناپایداری سوسیسی(m=0)، سمت چپ؛ ناپایداری کینک(m=1)، سمت راست؛ 20
شکل(2-4): محفظه طیف سنج مغناطیسی به طور شماتیک26
شکل(2-5): ویژگی ردها در نواحی مختلف طیف روی آشکارساز CR-39 30
شکل(2-6): فعال سازی هسته ای به عنوان تابعی از عمق32
شکل(2-7): سیستم استخراج یونی در تحلیل گر سهمی تامسون برای مطالعه باریکه های یونی در دستگاه پلاسمای کانونی41
شکل(2-8): تصویری از تحلیل‌گر تامسون مورد استفاده در مطالعات پلاسمای کانونی42
شکل(2-9): مثالی از طیف نگار تامسون در فشارهای مختلف43
شکل(2-10): طیف انرژی دوترون اندزه گیری شده با تحلیل گر سهمی تامسون43
شکل(2-9): زمان پرواز به صورت شماتیک(دایره های سیاه نشان دهنده ذرات سبکتر و دایره های تو خالی نشان دهنده ذرات سنگین)44
شکل(3-1): نمایی از فعال سازی گرافیت در دستگاه NX2 53
شکل(2-3): آشکارسازی گرافیت به صورت شماتیک54
شکل(4-1): توان توقف دوترون ها در گرافیت58
شکل(4-2): سطح مقطع واکنش 12C(d,n)13N گرفته شده از EXFOR 59
شکل(4-3): نرخ واکنش،thick target yield59
شکل(4-4): طیف دوترون62
شکل(4-5):اکتیویته محاسبه شده برای گزیده ای از طیف های دوترون در فشار4mbar 65
شکل(4-6):اکتیویته محاسبه شده برای گزیده ای از طیف های دوترون در فشار6mbar66
شکل(4-7):اکتیویته محاسبه شده برای گزیده ای از طیف های دوترون در فشار8mbar67
شکل(4-8): یک طیف دوترون با nهای مختلف و اکتیویته متفاوت70
شکل(4-9): زاویه بین هدف و دوترون های خارج شده از پینچ72
شکل(4-10): اکتیویته بر حسب n76
شکل(4-11): رابطه n وA 77
شکل(4-12): نمودار اکتیویته بر حسب نرخ تکرار80
شکل(4-13): نمودار اکتیویته بر حسب زمان بمباران هدف81
شکل(4-14): نمودار اکتیویته بر حسب نرخ تکرار برای طیف شماره 1 مجموعه 4mbar82
شکل(4-15): اکتیویته بر حسب نرخ تکرار(فرکانس های بالا)83
جدول(2-1): پارامتر های واکنش هسته ای از هدفB4C 34
جدول(2-2): پارامترهای مربوط به واکنش هسته ای هدفBN35
جدول(3-1): رادیوایزوتوپ های قابل تولید در دستگاه پلاسمای کانونی51
جدول(4-1): مقادیر n گزارش شده در مراجع مختلف61
جدول(4-2): گزیده ای از طیف های دوترون در فشار4mbar 68
جدول(4-3): گزیده ای از طیف های دوترون در فشار6mbar68
جدول(4-4): گزیده ای از طیف های دوترون در فشار8mbar68
جدول(4-5): انرژی ماکزیمم طیف ها با مقدار n متناسب با آن69
جدول(4-6): خصوصیات دستگاه های پلاسمای کانونی79
جدول(4-7): ویژگی پرتو دوترونی گسیل شده در دستگاه های پلاسمای کانونی متفاوت86
چکیده
بررسی و مطالعه شرایط بهینه تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر با استفاده از دستگاه پلاسمای کانونی موضوع مورد تحقیق پروژه حاضر است. رادیوایزوتوپ‌های کوتاه عمر که درپزشکی کاربرد دارند شامل:18F (110 دقیقه)؛ 13N (10دقیقه)؛ 15O (5/2 دقیقه)؛ 11C (20دقیقه) هستند. تکنیک تصویربرداری گسیل پوزیترونی با استفاده از این رادیوایزوتوپ ها مزایای گسترده ای نسبت به سایر روش ها دارد. برخی از کاربردهای آن عبارتند از : آشکارسازی بافت های سرطانی ، تعیین گسترش آن در بدن ، بررسی موثر بودن عمل درمان، تعیین بازگشت مجدد سرطان پس از عمل، تعیین اثرات حمله قلبی. استفاده از سیکلوترون تصویربرداری گسیل پوزیترونی را به روشی گرانقیمت تبدیل کرده است. بنابراین لازم است سایر روش ها مورد بررسی قرار گرفته تا هزینه ها را کاهش داده و امکان استفاده از آن را برای همه فراهم کرد. به همین منظور دستگاه پلاسمای کانونی به دلایل گفته شده مورد توجه جدی قرار گرفته است. اهداف مورد بررسی در این تحقیق شامل: 1) آشنایی با دستگاه پلاسمای کانونی و مطالعه فازهای مختلف آن. 2) بررسی مکانیسم های شتاب و مطالعه طیف دوترون های پر انرژی شامل روش های اندازه گیری طیف های دوترون 3) بررسی تولید رادیوایزوتوپ های کوتاه عمر در دستگاه پلاسمای کانونی. 4) شرایط بهینه سازی شامل: محاسبه اکتیویته طیف های آزمایشگاهی، رابطه بین توان تابع نمایی و اکتیویته و همچنین برای بهینه سازیِ تولید رادیوایزوتوپ ها می توان در مد تکرار کارکرده و یا انرژی دستگاه را بالا برد و یا شرایط دیگر را بررسی کرد.
فصل اول
آشنایی با دستگاه پلاسمای کانونی و کاربردهای آن
دستگاه پلاسماي كانوني يكي از پرکاربردترین دستگاه‌هايي است كه درتحقيقات گداخت هسته‌ای بكار مي رود. در سالهاي 1960 و 1965 ، به ترتيب فيليپوف و مدر نتايج تحقيقاتشان در خصوص پلاسمای كانوني را كه به طور مستقل از يكديگر انجام شده بود، منتشر كردند و به اين ترتيب دو ساختار مختلف پلاسمای كانوني تحت عنوان هاي فيليپوف1 و مدر2 مطرح شدند و از آن پس آزمایشگاه‌های فراوانی در سرتا سر دنیا بنا نهاده شد[1,2]. بررسي آماري منابع منتشر شده در رابطه با پلاسماي كانوني در دهه هاي اخير نشان مي‌دهد كه بيشترين حجم تحقيقات در اين زمينه به ترتيب به كشورهاي آلمان، روسيه، آمريكا، آرژانتين، مالزي، هند و ايتاليا اختصاص يافته است.
دستگاه پلاسماي کانونی از دو بخش اساسی تشکیل شده است: عناصر اصلی وعناصر جانبی. عناصر اصلی شامل محفظه تخلیه، سوئیچ اسپارك گپ و بانک هاي خازنی می‌باشد و عناصر جانبی شامل سیستم تغذیه الکتریکی، سیستم خلاء، سیستم تزریق گاز و دستگاه هاي داده‌پردازي و تشخیصی ‌می‌باشند. در این سیستم‌ها ستون پلاسما دارای ویژگی‌هایی از قبیل:1) بسیار داغ، به طوری که با مطالعات انجام شده بر روی گسیل اشعه ایکس نرم دمای الکترون ها در حدود چند keV تخمین زده شده است. در دستگاه‌‌هایی در محدوده انرژی چند کیلو ژول تا چند مگا ژول دمای الکترون در ستون پلاسما 0.4-1keV اندازه گیری شده است.2)بسیار چگال، میانگین چگالی در دستگاه‌های بزرگ وکوچک در حدود 3×1018cm-3 می‌باشد. چگالی خیلی بالا معمولا در یک فاصله زمانی خیلی کوتاه بدست می‌آید. یک ویژگی خاص در دستگاه نوع فیلیپوف محدوده چگالی کم است.3) طول عمر بسیار کوتاه ، پلاسمای کانونی نوع مدر معمولا در حدود 30-400 ns و در دستگاه فیلیپوف طول عمری در حدود 100 ns دارد. 4) معمولا ابعاد ستون پلاسما 1-2 mmبرای قطر و 10-30 mm برای طول تخمین زده شده است[17].
1-1 ساختار کلی دستگاه پلاسمای کانونی
دستگاه پلاسماي كانوني مدل مدر و فيليپوف از نظر کارکرد تقریبا شبیه هم هستند ولی از نظر شكل هندسي با هم متفاوت هستند. عمده تفاوت بين مدلهاي فيليپوف و مدر در ابعاد الكترودهاست به طوري كه نسبت قطر به طول آند در نوع فيليپوف بزرگتر از 5 است ولي همين نسبت در نوع مدر در حدود 25/0 است. همچنين در نوع فيليپوف قطر آند در حدود 50 تا 200 سانتي متر است حال آنكه درنوع مدر، آند در حدود 2 الي 22 سانتيمتر قطر دارد.
در دستگاه پلاسماي کانونی( هر دو نوع فیلیپوف و مدر) آند و کاتد بصورت هم محور قرار گرفته است که توسط یک عایق از یکدیگر جدا شده‌‌اند. اساس کار یک دستگاه پلاسماي کانونی ساده است: انرژي الکتریکی ذخیره شده در یک بانک خازنی به سرعت و بوسیله یک سوئیچ سریع به الکترودها منتقل می‌شود (شکل1-1). با اعمال نیروی لورنتس، لایه پلاسماي حامل جریان شتاب می‌گیرد و به انتهای الکترودها می‌رسد وسپس تحت نیروی لورنتس شعاعی به محور تقارن الکترودها می‌رسد و نهايتا اين پلاسما در يك ناحيه كوچك بر روی آند متراكم می‌شود که این پدیده را تنگش3 پلاسما مي‌نامند.
شکل (1-1): نمایی ساده از دستگاه پلاسمای کانونی : نوع فیلیپوف (سمت راست) ؛ نوع مدر (سمت چپ)
در پلاسماي کانونی نوع مدر حرکت لایه جریان از سطح عایق تا محور تقارن دستگاه در دو مرحله جداگانه صورت ‌می‌گیرد. در مرحله اول که حرکت محوري نامیده می‌شود، لایه جریان فقط یک حرکت طولی در امتداد محور دستگاه خواهد داشت. با رسیدن لایه جریان به لبه آند، این مرحله خاتمه یافته و مرحله دوم که تنگش شعاعی نامیده می‌شود آغاز می‌شود. در این مرحله لایه جریان به صورت شعاعی به سمت محور تقارن دستگاه حرکت می‌کند اما در نوع فیلیپوف حرکت شعاعی به سمت محور تقارن از همان ابتدا و بعد از تشکیل لایه جریان در سطح عایق، شروع می‌شود و حرکت لایه جریان در جهت هاي مختلف بصورت همزمان می‌باشد.
در دستگاه پلاسماي کانونی الکترودها معمولاً از مس یا استیل ساخته می‌شوند که بصورت هم محور قرار می‌گیرند. کاتد به شکل یک محفظه(قفس سنجاب) است که شامل 8 تا 24 میله مسی در اطراف آند قرار می‌گیرد. عایق از جنس شیشه پیرکس، آلومینیوم و یا سرامیک ساخته می‌شود.
1-1-1 دینامیک پلاسمای کانونی
ديناميك پلاسماي كانوني را مي توان در سه مرحله كلي بيان كرد: فاز شكست الكتريكي، فاز شتاب‌گيري محوري لايه جريان پلاسما و فاز شعاعي لايه جريان. زمان لازم برای رخ دادن این 3 فاز حدودا چند میکرو ثانیه است. شکل(1-2) ، 3 فاز برای تشکیل تنگش را نشان می‌دهد.
شکل(1-2): حرکت لایه جریان و فازهای مختلف آن در پلاسمای کانونی مدر
در اينجا به توضيح بيشتر سه فاز تشكيل شده، جهت تشكيل پلاسماي چگال مي‌پردازيم:[4,7]
الف)فاز شکست4
فشار گاز كاري در دستگاه پلاسما كانوني، در حدود چند ميلي بار است كه معمولا مقدار بهينه آن با انجام آزمايش هاي متعدد به دست مي‌آيد. بسته به نوع آزمايش، گازهاي مختلفي به عنوان گاز كاري مورد استفاده قرار مي‌گيرد. براي نمونه اگر هدف توليد نوترون باشد بايد از گاز دوترويم استفاده نمود در حاليكه در مواردي كه هدف توليد پرتوهاي ایکس است مي‌توان از گازهاي نجيب مانند آرگون استفاده كرد.
در صورتي كه اختلاف پتانسيل بين الكترودها در يك لحظه اعمال شود، تخليه الكتريكي با تقارن محوري بين الكترودها اتفاق خواهد افتاد. اين حالت به فاز شكست الكتريكي معروف است و باعث توليد پلاسماي اوليه از طريق تخليه جريان مي‌شود. ايجاد تخليه الكتريكي و توليد پلاسماي اوليه در دستگاه پلاسما كانوني، به يك سري عوامل از قبيل شرايط گاز كاري(فشار ونوع گاز)، خصوصيات الكترودها و عايق و همچنين متغيرهاي فيزيكي خازن وابسته است [5,6]. چگونگي تشكيل لايه جريان را مي‌توان بدين ترتيب بيان كرد كه بعد از اعمال اختلاف پتانسيل بين الكترودها ، با تاخير زماني چند ده نانو ثانيه، مرحله شكست روي سطح عايق آغاز مي شود.[7,8] در اين مدت الكترون‌هايي كه در اثر فشار نشر ميداني از لبه ي فلزات و يونيزه شدن گاز كاري ايجاد مي‌شوند، در راستاي خطوط ميدان الكتريكي شتاب گرفته و به سمت سطح عايق ، الكترود داخلي يا الكترود خارجي (با توجه به قطبیت آن) حركت می‌كنند. در پلاسماي كانوني معمولاً قطبیت الكترود داخلي مثبت است، در نتيجه الكترونها به سطح عايق مي‌چسبند و سطح عايق را باردار مي‌كنند. لایه جریان اولیه روی سطح عایق ایجاد شده و با حرکت لایه جریان در سطح عایق و رسيدن لايه ايجاد شده به انتهاي عايق، دو الكترود به هم متصل مي شوند. به علت وجود نيروي لورنتس، لايه ايجاد شده از سطح عايق جدا مي شود. پس از طي زمان 50 الي 500 نانو ثانيه، رسانش لايه به اندازه كافي زياد شده و در نتيجه تخليه الكتريكي به لايه ي پلاسمايي تبديل مي‌شود [9].
ب)فاز شتاب‌گیری محوری5
پس از اتمام فاز شكست، مرحله ي فاز رانش محوري آغاز مي شود. در اين مرحله، لايه جريان به وسيله‌ي نيروي لورنتس به سمت نوك آزاد الكترودها حركت مي‌كند. لايه ي جريان در انتهاي مرحله فاز شكست شكل مي‌گيرد و از طريق نيروي لورنتس به سمت انتهاي بالاي الكترود داخلي شتاب مي‌گيرد. بخش شعاعي نيروي لورنتس، لايه ي جريان را به سمت الكترود بيروني حركت مي‌دهد. با توجه به قوانين مغناطيس، ميدان مغناطيسي در نزديك آند (فاصله كمتر) قويتر است كه اين خود منجر به بيشتر شدن نيرو در نزديك آند مي‌شود. اين عامل سرعت لايه ي جريان را در نزديكي سطح الكترود مركزي افزايش مي‌دهد. در نتيجه شكل لايه‌ي جريان به صورت کمانی در مي‌‌آيد. در اين فاز لايه‌ي جريان با سرعتي در حدود1.7-15 cm/µs)) به سمت بالای الكترودها حركت مي‌كند[9]. در پايان اين فاز، يك طرف لايه‌ي جريان، نوك آزاد آند را جاروب مي‌كند و انتهاي ديگر لايه‌ي جريان بطور پيوسته در امتداد كاتدها حركت مي‌كند. بدين ترتيب قسمت بزرگي از پلاسما روي هم انباشته شده و در جهت محوري جاروب خواهد شد. در واقع تنها بخشي از پلاسما در انتهاي فاز رانش محوري، در تنگش نهايي تاثير خواهد داشت.
ج)فاز شعاعی6
در انتهاي فاز محوري، لايه‌ي جريان انتهاي الكترود دروني را جاروب كرده و با همان نيروي لورنتس رو به داخل، باعث تشكيل پلاسماي متراكم در مدت زمان 15 الي 200 نانو ثانيه بسته به مشخصات دستگاه پلاسماي كانونی خواهد شد . در واقع در فاز شعاعي، پلاسمايي با چگالي بالا ايجاد ‌می‌شود[5].
در اين مرحله تغييرات سريع در اندوكتانس ، باعث توليد ميدان الكتريكي قوي در ستون پلاسما می‌شود.
فرمول(1-1) رابطه بین جریان تخلیه الکتریکی(I) میدان الکتریکی(E) را نشان می‌دهد.
(1-1) E=I dl/dt
که در آن I جریان تخلیه وdl/dt تغییرات زمانی اندوکتاس است.
فاز شعاعي شامل چهار مرحله است كه عبارتند از:
فاز تراكم7:
فاز شعاعي از فرو ريزش ناگهاني لايه جريان با تقارن شبه استوانه‌‌‌اي (به علت تاثير نيروي لورنتس) به سمت محور آند، آغاز مي‌شود. اين حركت انفجاري، وقتي شعاع پلاسما به مقدار حداقل و چگالي آن به حداکثر مقدار خود ( 1019cm-3) می‌رسد پایان می‌‌یابد. در این مرحله دمای نهایی الکترون‌ها به 1 -2 keVمی‌رسد [5].
فاز آرام8:
با آغاز حركت ستون پلاسماي متراكم شده، اين فاز آغاز می‌شود. دماي الكترونها تا حدود 700-600 الکترون ولت كاهش مي‌يابد. در حاليكه دماي يونها در حدود700 الکترون ولت برآورد شده است [6].
در اين حالت چگالي پلاسما نيز تا حدود 2×1018cm-3 کاهش خواهد یافت. در طول این فاز، ستون پلاسما در هر دو جهت شعاعي و محوري گسترش مي‌يابد ، ميزان بسط يافتگي در راستاي شعاعي به علت وجود فشار مغناطيسي كُندتر است اما پلاسما در جهت محوري فواره وار بدون هيچگونه مانعي گسترش مي‌يابد. بنابراين جبهه ي موج در جهت محوري ايجاد مي‌شود.
فاز ناپایدار9:
از آنجا كه در اين فاز اتفاقاتي همچون توليد اشعه ي ايكس سخت و نرم، توليد يونها و و همچنين گسيل نوترونها و دوترونها در واكنش گداخت (D-D) به وقوع مي‌پيوندد، فاز ناپايدار به عنوان مهمترين مرحله ي فاز شعاعي به شمار مي‌رود. در اين مرحله ناپايداري‌هايي مانند ناپايداري سوسيسي و ناپايداري کینک در ستون پلاسما رشد مي‌كنند كه از هم گسيختگي ستون پلاسما را در پي دارند. در فصل دوم این پروژه به بررسی این ناپایداری ها پرداخته خواهد شد.
فاز واپاشي10:
آخرين مرحله از فاز شعاعي يا به عبارت ديگر آخرين مرحله از ديناميك پلاسماي كانوني فاز واپاشی است. اين فاز هنگام تنگش و زماني كه چگالي پلاسما به كمتر از 2×1017cm-3 رسید، شروع مي‌شود. در طول فاز واپاشي، يك ابر پلاسماي نازك، داغ و بزرگ به علت از بين رفتن ستون پلاسما تشكيل مي‌شود. در اين مرحله مقدار زيادي پرتو ايكس نرم در اثر فرآيند تابش ترمزي، گسيل مي‌شود[8]. در این فاز پالس نوترونی که در فاز قبل(فاز ناپایداری) آغاز شده بود به مقدار پیک خود می رسد. [10] بنابر این ستون پلاسما می‌شکند و واپاشی می‌کند. در این فاز میدان الکتریکی القا شده به وسیله مکانیسم‌های مختلف شتاب ، گسیل باریکه‌های پر انرژی یونی و الکترونی را افزایش می‌دهد. درفصل 2 به توضیح مکانیسم های شتاب خواهیم پرداخت.
شکل (1-3) گسیل پرتو های مختلف را بعد از فروپاشی ستون پلاسما و شکل (1-4) مراحل مختلف تنگش پلاسما را نشان می دهد.
شکل (1-3): واپاشی ستون پلاسما وگسیل پر تو های مختلف
شکل(1-4): مراحل تشکیل پینچ پلاسما[3]
1-2 کاربردهای پلاسمای کانونی
امروزه دستگاه پلاسمای کانونی کاربردهای متنوعی در علوم مختلف پیدا کرده است. از جمله این کاربردها می‌توان به کاربردهای آموزشی، تحقیقاتی و صنعتی اشاره کرد.
پلاسمای کانونی می تواند یک ابزار بسیار مفید برای آموزش برخی موضوعات فیزیک شامل: ترمودینامیک، فیزیک هسته‌ای، الکترومغناطیس و…باشد.
در زمینه‌های تحقیقاتی که این ابزار نسبت به دیگر دستگاه‌های گداخت هسته‌ای ارزان تر است، می‌توان بسیاری از پدیده‌های دینامیک پلاسما، ناپایداری وآشفتگی پلاسما را مورد ارزیابی وبررسی قرار داد.
دستگاه پلاسمای کانونی همچنین می‌تواند کاربردهایی در صنعت داشته باشد. در اینجا به طور مختصر به چند مورداشاره می‌کنیم.
* سیستم ایمنی فرودگاه ها
روش NAA یا آنالیز مواد توسط فعال‌ سازي نوترون یکی از بهترین روش ها براي تشخیص و کشف مواد غیر قابل تشخیص با چشم و دستگاه‌هاي موجود در فرودگاه‌ها و خروجی‌هاي کشور می‌باشد.[11]
* بررسی گودال‌هاي زیرزمینی با استفاده از نوترون‌هاي پالسی
با استفاده از ویژگی هاي خوب نوترون‌هاي پالسی تولید شده در این سیستم و استفاده از پراکندگی نوترون‌ها می‌توان به وجود ساختارهاي زیرزمینی و عناصر موجود در آن پی برد.[11]
*کاربرد در علم مواد
کاشت یون ؛ اصلاحات سطح مواد (از طریق بمباران ذرات باردار) ؛ بررسی فعل و انفعالات پرتوها روي دیواره محفظه پلاسما (بررسی یک نوع خاص از ماده بعنوان هدف در دستگاه پلاسماي کانونی و اثرات آن در برخورد پرتوهاي موجود در(PF ؛ آنالیز طلا توسط فعال سازي نوترون ؛ آنالیز زغال سنگ توسط فعال سازي نوترون[11]
* لیتو‌گرافی با استفاده از پرتو‌های الکترون
پلاسمای کانونی یک چشمه قوی از پرتو‌های الکترون می‌باشد که برای لیتوگرافی ازاین پرتو‌ها استفاده می‌شود.[11]
* تولید رادیوایزوتوپ‌هاي مورد استفاده در عکسبرداري تشخیصی
PET یکی از چندین روش تشخیصی در پزشکی هسته‌اي می‌باشد. رادیوایزوتوپ‌هاي لازم PET می‌تواند به کمک دستگاه پلاسماي کانونی تولید شود که این روش بسیار قابل دسترس و ارزان نسبت به شتاب‌دهنده‌ها می‌باشد. در داخل محفظه‌ي پلاسماي کانونی، یون‌هاي سریع مورد نیاز براي تولید رادیوایزوتوپ‌ها به وجود آمده و باعث تولید این ایزوتوپ‌ها در مدت چند ده نانو ثانیه می‌شود.
در این پروژه به این کاربرد به طور مفصل پرداخته می‌شود.
فصل دوم
ساز وکار شتاب یون ها و
مطالعه طیف دوترون های پرانرژی در
دستگاه پلاسمای کانونی
پرتوهای پر انرژی یونی کاربردهای بسیاری در پزشکی، مواد وکاربردهای دیگر دارند. یون ها در شتاب‌دهنده‌های ذرات باردار، شتاب‌دهنده‌های لیزری، سیستم‌های پالسی پلاسما و… شتاب داده می‌شوند.
یکی از مناسبترین شتاب‌دهنده‌ها که می‌تواند جایگزین مناسبی برای شتاب‌دهنده سیکلوترون و شتاب‌دهنده لیزری باشد دستگاه پلاسمای کانونی است.
پلاسمای کانونی یک دستگاه پلاسمای پالسی است که یون‌ها تا انرژی‌های خیلی بالا شتاب داده می‌شوند.
در این فصل به فرآیند شتاب یون‌ها در دستگاه پلاسمای کانونی پرداخته و روش‌های اندازه‌گیری یون‌های پر انرژی بررسی می‌شود.
2-1 ساز و کار شتاب یون‌ها
ولتاژ بانک خازنی برای یک دستگاه پلاسمای کانونی معمولا 10-30kV است. اما نتایج حاصل از آزمایشات بسیاری نشان می‌دهد که باریکه‌های دوترونی گسیل شده از ستون پلاسما (تنگش) یک محدوده وسیعی( تا چند MeV) از انرژی‌ها را شامل می‌شود. شتاب یون‌ها برای این چنین انرژی‌هایی (چند برابر ولتاژ شارژ) یکی از جنبه‌های غیره منتظره این دستگاه پلاسمای کوچک است. شتاب ذرات در دستگاه پلاسمای کانونی به طور گسترده مورد مطالعه قرار گرفته است. چندین مدل برای شتاب یون‌ها در نظر گرفته شده است شامل: ناپایداری‌ها، تاثیر مقاومت غیرعادی، موج پلاسما و موج شوک می‌باشد. هر چند مکانیسم شتاب یون‌ها تا کنون به درستی شناخته نشده است.
در این قسمت مختصری در رابطه با میدان‌های الکتریکی و مغناطیسی که نقش مهمی در شتاب یون‌ها دارند توضیح داده می‌شود سپس به بررسی فرآیند شتاب و توصیف مدل‌های شتاب پرداخته می‌شود.
2-1-1 فرآیند شتاب
تراکم سریع شعاعی پلاسما با سرعت 2×〖10〗^5 m⁄s در حضور میدان‌های مغناطیسی از مرتبه مگا گاوس(MG)، میدان‌های الکتریکی قوی در راستای محور از مرتبه 100 kV/cm ایجاد می‌کند. میدان های مغناطیسی در پلاسما هنگامی که جریان 1MA است معمولا در حد1MG می‌باشد. از طرف دیگر میدان در نقاط داغ11، 100MG مشخص شده است. این میدان‌های الکتریکی و مغناطیسی قوی نقش مهمی در شتاب یون‌ها ایفا می‌کنند [17].
زمانی که میدان مغناطیسی سمتی (B_θ)به سرعت در راستای محور نفوذ می‌کند، تغییرات شدیدی در اندوکتانس پلاسما ایجاد می‌شود که منجر به تولید یک میدان الکتریکی محوری) E_z∝〖dB〗_θ/dt ( می‌شود و یون ها تحت تاثیر این میدان الکتریکی القایی شتاب می‌گیرند.
2-1-2 مدل‌ های شتاب
2-1-2-1 ناپایداری ها
افزایش دمای ستون پلاسما باعث افزایش انرژی جنبشی ذرات باردار می‌شود. اما در عین حال ممکن است در میدان های الکتریکی و مغناطیسی نوسانات القا کند. رشد یک اغتشاش در تنگش باعث افزایش نفوذ میدان مغناطیسی در داخل ستون پلاسما می‌شود. اگر جابه‌جایی پلاسما‌ی دور شده از تعادل ایستایی را δn در نظر بگیریم برای اغتشاش می‌نویسیم :
(2-1) δn(r,θ,z)=δn(r) e^imθ e^(-ikz)
به طوری کهm عدد مد سمتی است و مقدارهای آن عدد صحیح (m=0,1,…) است و k عدد موج محوری می‌باشد (شکل 2-1).

شکل(2-1): اغتشاش در ستون پلاسما به صورت شماتیک
چون فشار مغناطیسی در ناحیه‌ای که اختلال ایجاد شده تا حدودی بالاتر از پلاسمای اطراف آن است، ناحیه مختل شده در جهت شعاعی متراکم شده و در جهت محوری منبسط می‌شود. شکل (2-2) اختلال در پینچ را نشان می‌دهد.
شکل(2-2): اختلال در پینچ[16]
الف) مدm=0
حالت m=0 به ناپایداری سوسیسی12 شناخته می‌شود (شکل2-3). ناپایداری سوسیسی از انقباضات متناوب پلاسما ناشی می‌شود. این حالت تغییرات هارمونیک شعاع پینچ را نشان می‌دهد. رشد این ناپایداری به علت اغتشاش شعاعی متقارن در نقاط خاص است. در این نقاط مساحت سطح مقطع کاهش یافته در نتیجه قدرت میدان مغناطیسی سمتی در این سطح پلاسما افزایش پیدا می‌کند. پس فشار مغناطیسی نیز افزایش پیدا می‌کند و باعث می‌شود انقباض در این نقاط در مقایسه با نقاط دیگر سریع‌تر صورت گیرد. تغییرات سریع میدان مغناطیسی باعث القاء یک میدان الکتریکی طولی می‌شود که یون‌ها را با سرعت بالاتری شتاب می‌دهد.
ب ) مد m=1
حالتm=1 به ناپایداری کینک13 شناخته می‌شود. حالت m=1 حالت مارپیچی ستون پلاسما است. همان طور که در شکل (2-3) مشخص شده است، در این نمونه محور پلاسما دچار اغتشاش می‌شود. خطوط میدان مغناطیسی در قسمت درونی خمیدگی نزدیکتر می‌شوند که این امر منجر می‌شود که فشار مغناطیسی در لبه درونی نسبت به لبه داخلی بیشتر شود و در نتیجه، اختلاف فشار مغناطیسی حاصله موجب خمیدگی بیشتر ستون پلاسما می‌شود.
شکل(2-3): ناپایداری سوسیسی(m=0) ،سمت چپ؛ ناپایدارری کینک(m=1) سمت راست؛
2-1-2-2 مقاومت غیرعادی14
با افزایش جریان الکتریکی مقاومت (مقاومت غیر عادی ) افزایش می‌یابد. مقاومت غیرعادی منجر به نفوذ جریان و میدان‌های الکتریکی و مغناطیسی در پلاسما می‌شود. اگر مقاومت به اندازه کافی بزرگ باشد میدان الکتریکی خارجی می‌تواند در پلاسما به سرعت نفوذ کند. در مقاومت بالا نفوذ جریان و میدان ها بسیار سریعتر از حرکت شعاعی پلاسما است. برطبق قانون اسپیتزر15 مقاومت پلاسما در صورت افزایش دمای پلاسما کاهش می‌یابد در صورتی که در اینجا زمانی که فرکانس الکترون-سیکلوترون16 بزرگتر از فرکانس برخورد یون- الکترون17 می‌شود، مقاومت پلاسما تا حد زیادی افزایش پیدا می کند و جریان تخلیه می تواند به سرعت به سمت محور انتشار پیدا کند. چنین انتقال سریع برای یک توزیع جریان محدود یک فرضیه کلیدی برای شتاب دوترون ها در انرژی‌های بالا است.[16]
زمان مشخصه نفوذ میدان (زمان پینچ) برای یک پلاسما به شعاع L به شکل رابطه (2-2) می باشد. [18,16]
(2-2) τ=(4πL^2)/(ηC^2 )
از آنجائیکه زمان تنگش در دستگاه پلاسمای کانونیNX2 در حدود 70 ns است، یک مقاومت ناهنجار بزرگ، η، تخمین زده شده است که برابر است با: η=2×〖10〗^(-15). بنابراین نفوذ میدان سریعتر از حرکت شعاعی لایه پلاسما در فاز تنگش می‌باشد.[16]
تغییرات سرعت برای هر یون در طول شتاب در تنگش:
(2-3) ∆v=qE/m ∆t
و با توجه به معادله ماکسول:
(2-4) E≅1/C^2 ∆I/∆t
با جایگذاری معادله (2-4) در معادله (2-3) خواهیم داشت:
(2-5)∆v≅q/(mc^2 ) ∆I
اگر تغییرات جریان 200 kA باشد آنگاه تغییرات سرعت ∆v=〖10〗^8 cm/sec است که نشان دهنده دوترون های با انرژی10 keV است [16]، که البته توجیه کننده شتاب یون ها تا چند MeV نیست.
2-1-2-3 موج پلاسما18
با ایجاد نوسان در پلاسما یک موج در پلاسما ایجاد می شود. امواجی که دامنه کوچکی دارند به صورت سینوسی هستند. بنابراین نوسان در پلاسما به صورت سینوسی موج پلاسما است. اگر بردار موج پلاسما عمود بر محور ستون پلاسما باشد بنابراین تنها یک گروه کوچک از ذرات می‌توانند در جهت عمودی که در آن امواج پلاسما منتشر شده‌اند شتاب بگیرند(جهت محوری در پلاسمای کانونی). یکی از ویژگی های آماری سازوکار شتاب در حقیقت قابلیت ذره برای کسب انرژی نسبتا بزرگ در میدان های نسبتا کوچک است. انرژی حاصل از یک ذره در پلاسما می تواند به شکل رابطه زیر بیان شود:
(2-6) dE/〖dt〗_acc =(√m e^2 ω_0^2)/E^(3⁄2) T ̅



قیمت: تومان

دسته بندی : پایان نامه

دیدگاهتان را بنویسید