Calibración absoluta y aplicación de los detectores de pérdidas de iones rápidos basados en materiales centelleadores para dispositivos de fusión nuclear

UNIVERSIDAD DE SEVILLA DOCTORADO EN F´ ISICA NUCLEAR FACULTAD DE F´ ISICA CENTRO NACIONAL DE ACELERADORES (CNA) DEPARTAMENTO DE F´ ISICA AT´ OMICA MOLECULAR Y NUCLEAR Calibraci´on absoluta y aplicaci´on de los detectores de p´erdidas de iones r´apidos basados en materiales centelleadores para dispositivos de fusi´on nuclear TESIS DOCTORAL QUE PARA OPTAR POR EL T´ ITULO DE: DOCTOR EN F´ ISICA NUCLEAR P R E S E N T A: MAURICIO RODR´ IGUEZ RAMOS DIRECTORES: Dr. Francisco Javier Garc´ıa L´opez Dr. Manuel Garc´ıa Mu˜noz Dra. Mar´ıa del Carmen Jim´enez Ramos Sevilla, Junio 2017 c MMXVII, Mauricio Rodr´ıguez Ramos. LOS DOCTORES ABAJO FIRMANTES CERTIFICAN: Que Don MAURICIO RODR´ IGUEZ RAMOS, licenciado en F´ısica, ha realizado bajo nuestra direcci´on el trabajo de investigaci´on correspondiente a la obtenci´on del t´ıtulo de Doctor en F´ısica Nuclear: Calibraci´on absoluta y aplicaci´on de los detectores de p´erdidas de iones r´apidos basados en materiales centelleadores para dispositivos de fusi´on nuclear Revisado el presente trabajo se estima que corresponde fielmente a los resultados obtenidos y que puede ser presentado para ser juzgado por el tribunal que sea designado para su lectura. Y para que as´ı conste, y surta los efectos oportunos, en cumplimiento de las disposiciones vigentes, extendemos y firmamos el presente certificado en Sevilla, a 30 de Junio de dos mil diecisiete. Dr. Francisco Javier Garc´ıa L´opez Dr. Manuel Garc´ıa Mu˜noz Dra. Mar´ıa del Carmen Jim´enez Ramos DEPARTAMENTO DE F´ ISICA AT´ OMICA, MOLECULAR Y NUCLEAR Facultad de F´ısica Universidad de Sevilla El autor, sin perjuicio de la legislaci´on de la Universidad de Sevilla, otorga el permiso para el libre uso, reproducci´on y distribuci´on de esta obra siempre que sea sin fines de lucro, se den los cr´editos correspondientes y no sea modificada, en especial esta nota. c Mauricio Rodr´ıguez Ramos, Sevilla, 2017. Universidad de Sevilla CALIBRACI ´ ON ABSOLUTA Y APLICACI ´ ON DE LOS DETECTORES DE P´ ERDIDAS DE IONES R ´ APIDOS BASADOS EN MATERIALES CENTELLEADORES PARA DISPOSITIVOS DE FUSI ´ ON NUCLEAR 30 de junio de 2017 Mauricio Rodr´ıguez. Ramos Universidad de Sevilla Departamento de F´ısica At´omica, Molecular y Nuclear [email protected] A mi familia... ´ Indice general 6 Estas part´ıculas suprat´ermicas constituyen una fuente fundamental de momento y energ´ıa para el plasma que se transfiere a trav´es de procesos de colisi´on con las part´ıculas del plasma. Estudios te´oricos y evidencias experimentales han demostrado que el confinamiento de estos iones suprat´ermicos hasta su termalizaci´on es esencial para el mantenimiento del plasma en ignici´on. Sin embargo, diversos mecanismos de p´erdidas afectan a la eficiencia de calentamiento (en particular si las p´erdidas se producen antes de que depositen su energ´ıa en el plasma) y pueden generar un flujo excesivo sobre la pared del reactor, da˜nando su integridad f´ısica y, como consecuencia de ello, degradando la calidad del plasma debido a las impurezas que, por mecanismos de desorci´on y de pulverizaci´on, se introducen en el plasma desde la vasija. Esto pone de manifiesto la importancia de contar con un buen confinamiento de los iones energ´eticos y, por ende, de un buen entendimiento de la f´ısica subyacente a los distintos mecanismos de p´erdidas con idea de ser prevenidos en la siguiente generaci´on de reactores de fusi´on. El estudio de los mecanismos de transporte de las part´ıculas suprat´ermicas se realiza a trav´es de distintos diagn´osticos instalados en la mayor´ıa de los reactores experimentales. Entre los principales diagn´osticos se pueden encontrar aquellos basados en el an´alisis de la evoluci´on temporal del flujo de neutrones en el reactor (espectroscopia neutr´onica), el an´alisis del flujo de radiaci´on gamma (tomograf´ıa de rayos γ), el an´alisis del flujo de neutrales (analizador de part´ıculas neutras (NPA)), la dispersi´on Compton colectiva (CTS), la emisi´on de las l´ıneas Dαdel hidr´ogeno (t´ecnica FIDA) etc. Entre aquellos diagn´osticos para estudiar las p´erdidas de iones medidos directamente en el exterior del plasma (primera pared de la vasija) destacan los detectores basados en tazas de Faraday (Faraday Cup) y los detectores con materiales centelladores. De todos ellos, el principal diagn´ostico para obtener informaci´on sobre la interacci´on onda-part´ıcula responsable de las p´erdidas de los iones energ´eticos son los detectores de p´erdidas de iones r´apidos basados en materiales centelleadores (FILD, del ingl´es Fast-Ions Loss Detectors) que se encuentran instalados en pr´acticamente todos los dispositivos de fusi´on como AUG, DIII-D, JET,W7-AS, etc, y proporcionan una informaci´on completa del espacio de velocidades de los iones que se escapan del plasma. Otra caracter´ıstica de este tipo de detectores es que cuentan con materiales centelleadores con un tiempo de respuesta muy r´apido (≈500 ns), lo cual es esencial para obtener una resoluci´on temporal de las p´erdidas que permita identificar el tipo de fluctuaci´on responsable de las p´erdidas en cada momento. Uno de los principales retos hoy en d´ıa en el campo de la fusi´on nuclear es la predicci´on y control de la actividad MHD y el transporte de part´ıculas asociadas en plasma en ignici´on en los futuros dispositivos como ITER y DEMO. Para cumplir este objetivo, c´odigos de simulaci´on avanzados de estabilidad MHD y modelos de transporte como Accelerated Simulation of Charged particle Orbits in Tori (ASCOT) y MHD+EPs hybrid codes (MEGA) son empleados para reproducir las observaciones experimentales en los dispositivos actuales y describir las propiedades del plasma. ´ Indice general 7 Sin embargo, medidas absolutas de los flujos de p´erdidas de part´ıculas que impactan sobre la pared de los dispositivos no se encuentran disponibles dada la complejidad de la respuesta luminiscente de los materiales centelleadores en las condiciones extremas de radiaci´on (dependencia con la energ´ıa, especie i´onica, emisi´on de fondo,...) y temperatura en el que el diagn´ostico tiene que operar durante los experimentos en un reactor. Se ha estimado que en ITER el dispositivo de medida puede enfrentarse a temperaturas de hasta 1000◦C. Por tanto una cuantificaci´on absoluta de las p´erdidas de iones r´apidos en los dispositivos de fusi´on nuclear es de vital importancia para la validaci´on de los distintos c´odigos de simulaci´on. El objetivo de esta tesis es la cuantificaci´on en t´erminos absolutos de las p´erdidas de iones r´apidos en plasmas de fusi´on con los sistemas de detectores basados en materiales centelleadores. Para ello, se pretende realizar una calibraci´on absoluta de los detectores FILD del reactor experimental AUG del instituto Max Planck de f´ısica del Plasma (IPP) de M´unich (Alemania) aunque el procedimiento es extensible para cualquier diagn´ostico de iones basados en materiales centelleadores. Este proyecto se puede clasificar en dos ´areas bien diferenciadas (desarrolladas en instalaciones europeas distintas) pero con un alto grado de sinergias entre ellas: Caracterizaci´on de los sistemas FILD para la estimaci´on del flujo absoluto de part´ıculas suprat´ermicas en plasmas de fusi´on nuclear. En esta parte del proyecto, se pretende hacer uso del acelerador T´andem de 3MV del Centro Nacional de Aceleradores (CNA) de la Universidad de Sevilla para la caracterizaci´on de distintas pantallas luminiscentes, que se usan en los detectores FILD, mediante la t´ecnica de ionoluminiscencia. Para ello, se pretende instalar una nueva c´amara de vac´ıo, equipada con un sistema integrado de calentamiento de muestras, de control de temperaturas y de diagn´ostico de fotones para la caracterizaci´on de la emisi´on de los materiales centelladores bajo condiciones realistas de medida como las existentes en un reactor. En la segunda parte de esta ´area se calibrar´a absolutamente el sistema ´optico del sistema FILD (transmisi´on ´optica y eficiencia de los sistemas de detecci´on de luz) en el IPP para desarrollar una funci´on instrumental que transforme la se˜nal medida por los detectores FILD en el flujo de p´erdidas de iones r´apidos sobre la primera pared del reactor. ´ Indice general 8 Medidas en t´erminos absolutos de las p´erdidas de part´ıculas energ´eticas en el laboratorio internacional de fusi´on ASDEX Upgrade. En esta parte del proyecto se pretende utilizar la calibraci´on absoluta de los sistemas de detecci´on y la funci´on instrumental obtenida en la primera parte para medir el flujo absoluto de p´erdidas de iones r´apidos en una descarga real de AUG con las condiciones experimentales m´as simples y reproducibles. Una vez calibrados el detector experimentalmente, se llevar´a a cabo un proceso similar para la validaci´on del c´odigo de simulaci´on de trayectorias de part´ıculas energ´eticas ASCOT. Tras el desarrollo de esta tesis, este tipo de sistemas debe permitir una medida del flujo absoluto de p´erdidas de iones r´apidos en el espacio de velocidades a partir de la se˜nal experimental medida. Estructura de la tesis El contenido de la tesis ha quedado estructurado en 6 cap´ıtulos que se pueden agrupar en dos grandes bloques. El primer bloque est´a constituido por los cap´ıtulos primero y segundo y son de car´acter introductorio, donde se presenta el estado del arte de la problem´atica asociada a esta tesis. El segundo gran bloque est´a constituido por los cap´ıtulos del tercero al quinto, y son cap´ıtulos de car´acter experimental donde se describen los m´etodos de trabajo y los principales resultados obtenidos en esta tesis sobre la completa caracterizaci´on del flujo absoluto en el tokamak ASDEX Upgrade. El cap´ıtulo I presenta una breve introducci´on al problema energ´etico mundial y al desarrollo de la tecnolog´ıa de fusi´on como alternativa energ´etica para el futuro, describiendo el principal dispositivo de fusi´on por confinamiento magn´etico: el tokamak. Tras una discusi´on sobre el origen de las part´ıculas suprat´ermicas y la necesidad de un buen confinamiento en los actuales dispositivos de fusi´on, se remarca el objetivo principal de la tesis: la necesidad de una calibraci´on de los detectores basados en materiales centelleadores que permitan una cuantificaci´on absoluta de los flujos de part´ıculas energ´eticas que se escapan del plasma. El cap´ıtulo II de esta tesis presenta uno de los centros de investigaci´on europeos referentes en fusi´on nuclear donde se han realizado parte de las medidas experimentales recogidas en el presente trabajo: el instituto Max Planck de f´ısica del plasma (IPP) en M´unich. Tras una breve presentaci´on del IPP, se realiza una descripci´on general del dispositivo experimental ASDEX Upgrade y de los principales sistemas de calentamiento del plasma en AUG, haciendo especial ´enfasis en el sistema de calentamiento por inyecci´on de haces neutros o NBI, fundamental en los experimentos para la cuantificaci´on de las p´erdidas de iones que se presentan en el cap´ıtulo V. El origen y la naturaleza de los iones suprat´ermicos se estudian en este apartado. Para finalizar este cap´ıtulo, se presenta los fundamentos del detector de p´erdidas de iones r´apidos conocido con el nombre de FILD. 9 ´ Indice general 10 El cap´ıtulo III constituye la espina dorsal de esta tesis. Desarrollado completamente en el Centro Nacional de Aceleradores, se describen las t´ecnicas de an´alisis empleadas para la completa caracterizaci´on de diversas pantallas luminiscentes usadas en los sistemas FILD con objeto de profundizar en el conocimiento del comportamiento luminiscente de estas muestras en condiciones de trabajo similares a la de un reactor de fusi´on. Tras una breve descripci´on del acelerador de part´ıculas T´andem Pelletron de 3MV y de las muestras, se desarrolla la principal t´ecnica de an´alisis usada en este trabajo: la t´ecnica de ionoluminiscencia. Otras t´ecnicas para obtener informaci´on complementaria de las muestras aparecen en este cap´ıtulo. La instalaci´on del nuevo set up en el CNA para realizar medidas de ionoluminiscencia en un rango de temperaturas entre temperatura ambiente y 500◦C se presenta en este cap´ıtulo. Finalmente, se recogen una gran cantidad de resultados novedosos sobre el rendimiento, degradaci´on y tiempo de respuesta de las muestras SrGa2S4:Eu2+ yY2O3:Eu3+ en funci´on de la fluencia i´onica y la temperatura. La aplicaci´on de modelos luminiscentes para extender el rendimiento a bajas energ´ıas y poder cuantificar el da˜no por radiaci´on tambi´en se estudia en este cap´ıtulo. El cap´ıtulo IV recoge la descripci´on del procedimiento experimental seguido para la calibraci´on absoluta de los detectores de p´erdidas de iones r´apidos. Se presenta el trabajo llevado a cabo para realizar la calibraci´on del sistema ´optico y de los sistemas de adquisici´on de luz del sistema FILD de AUG mediante el uso de una fuente de luz calibrada. Una funci´on instrumental para convertir las se˜nales experimentales de iones r´apidos en flujos absolutos de iones se propone al final de este cap´ıtulo. El cap´ıtulo V proporciona los resultados obtenidos al aplicar la funci´on instrumental desarrollada en el cap´ıtulo anterior a una descarga real del reactor AUG. Se estudia las p´erdidas de iones r´apidos asociadas al sistema de calentamiento NBI medidos con el sistema FILD para plasmas sin actividad MHD. Se proporciona, por primera vez en ASDEX Upgrade, las perdidas absolutas de iones r´apidos medidas con un sistema FILD. Los resultados obtenidos se comparan con las p´erdidas calculadas mediante simulaci´on con un c´odigo de transporte de part´ıculas y con medidas experimentales obtenidas con una c´amara infrarroja. Finalmente, el cap´ıtulo VI presenta un compendio de las principales conclusiones obtenidas durante el desarrollo de esta tesis. Una valoraci´on sobe futuras l´ıneas de investigaci´on surgidas a ra´ız de este trabajo y posibles mejoras en los procedimientos para el c´alculo del flujo absoluto en futuros proyectos concluyen este cap´ıtulo. Cap´ıtulo 1 Introducci´on 1.1. Energ´ıa de fusi´on Uno de los grandes desaf´ıos a los que se tiene que enfrentar la humanidad en las pr´oximas d´ecadas es la producci´on de energ´ıa sostenible a escala global. El incremento de la demanda energ´etica, particularmente significativo desde la revoluci´on industrial, es consecuencia tanto del aumento de la poblaci´on como del bienestar econ´omico: cuanto m´as desarrollada es una sociedad m´as recursos energ´eticos consume. Seg´un el informe World Energy Outlook (WEO) de 2016 de la Agencia Internacional de la Energ´ıa (AIE) se prev´e que la demanda de energ´ıa a nivel mundial tendr´a un aumento del 30 % entre 2014 y 2040 y seguir´a su tendencia de aumento en el pr´oximo siglo. Actualmente las fuentes energ´eticas que prov´en energ´ıa al planeta son de origen natural (combustibles f´osiles como el carb´on, el petr´oleo y el gas natural) y de origen antropog´enico, gracias al desarrollo de las centrales nucleares de fisi´on (operadas con materiales radiactivos como el uranio y el plutonio). Aunque existen fuentes alternativas de energ´ıa (las denominadas energ´ıas renovables) como el sol, el viento, las mareas y la energ´ıa hidroel´ectrica, estas est´an sujetas a las condiciones clim´aticas locales y actualmente su eficiencia es demasiado baja como para ser consideradas una alternativa energ´etica sirviendo, en la mayor´ıa de los casos, de apoyo a las fuentes principales de suministro energ´etico. Una de las consecuencias de esta demanda de energ´ıa es la sobreexplotaci´on de los recursos naturales del planeta, cuyas reservas disminuyen a una velocidad alarmante, lleg´andose al l´ımite de sus reservas en las pr´oximos siglos de seguir el ritmo actual de consumo (se estima que las reservas de petr´oleo y gas natural se agotaran en unos 50 a˜nos mientras que el carb´on presenta reservas para unos 200-300 a˜nos mas). Otros de los aspectos importantes es el impacto negativo sobre el medio ambiente que tienen algunas de las principales fuentes energ´eticas. 11 Cap´ıtulo 1. Introducci´on 12 En el caso de los combustibles f´osiles, la presencia de gases de efecto invernadero emitidos durante la combusti´on (como el CO2) tendr´an un efecto perjudicial sobre el clima global del planeta si no se limita su emisi´on a la atmosfera mientras que las plantas energ´eticas basadas en la fisi´on nuclear pueden sufrir accidentes nucleares, como los acontecidos en Chern´obil (1986) y Fukushima (2011) cuyos efectos contaminantes pueden afectar a todo el planeta. Si la humanidad quiere seguir prosperando en el futuro sin que se llegue a una crisis energ´etica total, el camino de actuaci´on debe enfocarse en la investigaci´on de una fuente energ´etica capaz de proporcionar una cantidad significativa de energ´ıa, que al mismo tiempo sea respetuosa con el medio ambiente, econ´omicamente rentable y que f´acilmente sea accesible para todas las civilizaciones. De entre todas las alternativas posibles, el proceso de fusi´on nuclear se presenta como la ´unica fuente de energ´ıa casi inagotable para las futuras generaciones. Desde el punto de vista energ´etico, la energ´ıa obtenida por gramo de combustible durante el proceso de fusi´on es mucho mayor en comparaci´on con las dem´as fuentes de energ´ıa, as´ı por ejemplo, la fusi´on de una masa de combustible de 2.5 g de una mezcla de isotopos de Deuterio-Tritio puede proporcionar, en teor´ıa, la misma energ´ıa que 28 toneladas de carb´on. El nulo (o bajo) impacto sobre el medio ambiente junto a unas reservas de material combustible suficientes para proporcionar energ´ıa a la humanidad durante periodos de tiempos geol´ogicos (millones de a˜nos) hacen que la fusi´on sea vista como una esperanza de cara al futuro a la vez que un desaf´ıo humano, tecnol´ogico y cient´ıfico. Como fuente de energ´ıa, la fusi´on ha sido estudiada a lo largo del siglo XX. Consiste en la uni´on de dos o m´as n´ucleos ligeros, de carga similar, formando un n´ucleo m´as pesado (Fig.1.1). Figura 1.1: Esquema del proceso de fusi´on nuclear entre dos n´ucleos ligeros. Como consecuencia de las diferencias de masas antes y despu´es de la reacci´on (∆m) entre los reactivos y los productos de la reacci´on, se libera una gran cantidad de energ´ıa (en forma de energ´ıa cin´etica) seg´un la f´ormula de Einstein (E=∆mc2), que puede ser utilizada para generar electricidad. Cap´ıtulo 1. Introducci´on 13 De acuerdo a las energ´ıas de ligadura (energ´ıa necesaria para mantener todos los nucleones de un n´ucleo unido), la energ´ıa liberada en los procesos de fusi´on (Mev/nucle´on) es varios ´ordenes de magnitud mayor que la liberada en las reacciones qu´ımicas convencionales eV/´atomo. La fusi´on de los isotopos del hidr´ogeno (H, D) en helio estable ofrece la mayor liberaci´on de energ´ıa por unidad de masa. (Fig.1.2). Figura 1.2: Energ´ıa de enlace nuclear como funci´on del n´umero de nucleones A. Es por ello que la fusi´on se presenta como una alternativa energ´etica prometedora. Diferentes estudios realizados durante las primeras etapas de la investigaci´on en la ciencia de la fusi´on nuclear, entre lo que cabe destacar el trabajo de Bethe: ”Energy production in stars” demostraron que la fusi´on es el proceso que proporciona energ´ıa a las estrellas de manera continuada en el universo, y en particular a nuestro sol, proporcionando la luz y calor necesarios para el desarrollo de la vida en la tierra. Como reactor natural de fusi´on, en el interior del sol se producen reacciones de fusi´on entre n´ucleos de hidr´ogeno y trazas de n´ucleos de helio, siendo las reacciones principales: p+p→D+e++νe+ (1,5MeV ) (1.1) D+p→3He + γ+ (5,4MeV ) (1.2) 3He + 3He →4He + 2p+ (12,9MeV ) (1.3) Cap´ıtulo 1. Introducci´on 14 donde p se refiere a un n´ucleo de hidr´ogeno (prot´on), D a un deuter´on (isotopo del hidrogeno compuesto por un prot´on y un neutr´on), 3He y4He son isotopos del helio, γhace referencia a la emisi´on de un fot´on, e+a un positr´on y νea un neutrino electr´onico. Entre par´entesis se indica la energ´ıa cin´etica adquirida por los productos de la reacci´on. A todo este proceso se le conoce como la cadena prot´on - prot´on (p-p chain)1ya que convierte seis n´ucleos de hidr´ogeno en un n´ucleo de helio liberando una energ´ıa total de 26.7 MeV. En base a la gran energ´ıa liberada en las estrellas, la humanidad ha estado buscando durante mucho tiempo una manera de reproducir esta fuente de energ´ıa en la tierra. Desde el punto de vista pr´actico, cualquier mecanismo que haga que los n´ucleos involucrados adquieran energ´ıa suficiente que les permita vencer la repulsi´on coulombiana es viable para ser reproducido en un reactor de fusi´on experimental. Sin embargo, las reacciones que se producen en el sol (y otras estrellas) no son viables para ser reproducidas en un reactor artificial en la tierra debido a que el proceso de interacci´on d´ebil involucrado en el primer proceso de la cadena (emisi´on β+en la que un prot´on se transforma en un neutr´on) lo imposibilita. La secci´on eficaz2de interacci´on es muy peque˜na, lo que har´ıa que, de intentar conseguir esta reacci´on para conseguir la fusi´on en la tierra, las tasas de reacci´on seria inaceptablemente peque˜na y por tanto esta tardar´ıa millones de a˜nos3en producirse haciendo que, en la pr´actica, sea ineficaz salvo que se cumpliesen las condiciones existentes en el interior de las estrella donde gracias a sus elevadas masas (msol ≈1,99 ·1030 kg) la contracci´on gravitatoria (presi´on) es suficiente para confinar los iones presentes en la materia estelar y la alta densidad en el n´ucleo solar (≈1030 iones/cm3) hace que la tasa de reacci´on sea lo suficientemente elevada como para automantener el proceso de fusi´on. Es por ello que para poder contar con la fusi´on como recurso energ´etico en la tierra han de valorarse otras reacciones. Entre las reacciones m´as prometedoras para poder conseguir la fusi´on en la tierra podemos encontrar: D+T→4He(3,52MeV ) + n(14,06 MeV ) (1.4) D+3He →4He(3,67MeV ) + p(14,67 MeV ) (1.5) D+D→3He(0,82MeV ) + n(2,45 MeV ) (1.6) D+D→T(1,01MeV ) + p(3,03 MeV ) (1.7) 1En las estrellas m´as masivas el ciclo dominante es el CNO (carbono-nitr´ogeno-oxigeno). 2La secci´on eficaz (σ) es una magnitud f´ısica que indica la probabilidad de interacci´on entre dos part´ıculas, tiene dimensiones de superficie y se mide habitualmente en barns donde 1 barn=10−28 m2. 3Esto explica la longevidad de algunos tipos de estrellas como el sol. Cap´ıtulo 1. Introducci´on 15 En estas reacciones T se refiere al tritio (isotopo del hidr´ogeno con un prot´on y dos neutrones). Entre par´entesis se indica la energ´ıa cin´etica adquirida por los reactivos de la reacci´on. Para alcanzar la fusi´on, las part´ıculas necesitan ser calentadas (T≈108◦C) , hasta que su energ´ıa t´ermica permita superar la barrea coulombiana y puedan fusionarse ya que se precisa que los iones tengan una gran energ´ıa cin´etica para poder aproximarse a las distancias donde la interacci´on fuerte (que es atractiva) sea efectiva (a distancias de ≈10−13 cm). Como la temperatura es el mecanismo que da lugar a la uni´on, a este tipo de fusi´on se le conoce con el nombre de fusi´on termonuclear. A medida que se aumenta la temperatura, la materia entra en el 4◦estado de la materia: el plasma. El plasma es un gas ionizado constituido por iones, electrones y part´ıculas neutras que presenta un comportamiento colectivo. El nombre de plasma fue usado por Langmuir en 1928 en referencia a oscilaciones magn´eticas observadas en gases enrarecidos (a baja presi´on). Desde el punto de vista tecnol´ogico, el objetivo de la actual investigaci´on en fusi´on termonuclear se centra en la reacci´on m´as prometedora, la reacci´on de deuterio (D) con tritio (T) para la construcci´on de una planta de fusi´on en la Tierra debido a que la secci´on eficaz de reacci´on presenta un m´aximo a energ´ıas (temperaturas) m´as bajas comparada con algunas de las otras reacciones de fusi´on consideradas como los procesos D-D o 3He-D (Fig.1.3). Figura 1.3: Secci´on eficaz en funci´on de la energ´ıa cinetica de los nucleos antes de la reaccion para diferentes reacciones de fusi´on. La escala de ambos ejes es logar´ıtmica. N´otese que aunque el m´aximo de la secci´on eficaz se encuentra a energ´ıas en torno a 60-70 keV para la reacci´on D-T, en un plasma en equilibrio t´ermico, las part´ıculas t´ermicas presentan una funci´on de distribuci´on de velocidad de tipo maxwelliana.4 4p(v)=4πm 2πkT 3 2v2e −mv2 2kT Cap´ıtulo 1. Introducci´on 22 El objetivo era que el campo magn´etico resultante tuviese una geometr´ıa helicoidal. La presencia de un campo magn´etico toroidal y de un campo magn´etico poloidal en una maquina con geometr´ıa toroidal es la base de los dispositivos de confinamiento magn´etico actuales, como los tokamaks. El termino Tokamak proviene de la abreviaci´on rusa TOroidalnaya KAmeras MAgnitnami Katushkami (en espa˜nol c´amara toroidal con bobinas magn´eticas). Ideado por los sovi´eticos I. Tam y A. Sarajov en la d´ecada de los 50, el principio del tokamak constituye la opci´on m´as prometedora para alcanzar la fusi´on nuclear en las pr´oximas d´ecadas confinando el plasma en una geometr´ıa toroidal con un intenso campo magn´etico. Para generar el campo magn´etico poloidal en estos dispositivos existen dos mecanismos principales: el primero es contar con un conjunto de bobinas externas colocadas toroidalmente por las que se haga circular una intensidad de corriente para crear un campo magn´etico, que ira en la direcci´on poloidal. El otro mecanismo, que es el m´as usado en los actuales dispositivos, consiste en inducir una corriente el´ectrica en el plasma a trav´es de un transformador central situado en el eje de simetr´ıa del dispositivo (Fig.1.6). Corriente inducida en el plasma (circuito secundario) Campo magnetico poloidal Transformador central (circuito primario) Bobinas toroidales Bobinas poloidales (para control de la posición y forma del plasma ) Campo magnetico toroidal Campo magnetico helicoidal Figura 1.6: Componentes principales en un tokamak junto a las lineas de campo magnetico helicoidales que mantienen el plasma confinado. Cap´ıtulo 1. Introducci´on 23 Al hacer circular por el transformador una corriente variable en el tiempo, este act´ua como el primario de un circuito haciendo variar el flujo magn´etico poloidal en el plasma, esta variaci´on de flujo magn´etico genera la aparici´on de un campo el´ectrico toroidal en el seno del plasma (ley de Lenz-Farady) que act´ua como circuito secundario. Debido a la presencia de este campo el´ectrico y a la resistividad finita del plasma se induce una corriente (portada fundamentalmente por los electrones dada su masa y movilidad) que da lugar al campo magn´etico poloidal dentro del dispositivo. Debido a la presencia del transformador, los tokamaks son dispositivos pulsados. El campo magn´etico toroidal se consigue gracias a un conjunto de bobinas externas dispuesta poloidalmente alrededor del contenedor toroidal por las que circula una corriente el´ectrica generando la componente principal del campo en un tokamak (la componente toroidal es un orden de magnitud mayor que la componente poloidal). Las l´ıneas de campos magn´eticos helicoidales forman superficies magn´eticas cerradas conocidas como superficies de flujo magn´etico donde par´ametros como la presi´on y la temperatura permaneces constantes. Una forma de definir la helicidad12 de estas l´ıneas y conocer sus propiedades es a trav´es de un par´ametro adimensional llamado factor de seguridad (Fig.1.7). El factor de seguridad q se define como el n´umero de vueltas toroidales que debe completar una l´ınea de campo magn´etico para completar una vuelta poloidal completa y volver a su posici´on original: q=m n=N´umero de vueltas toroidales N´umero de vueltas poloidales (1.17) q=1.24 q=12.24 yy xx zz Figura 1.7: Configuraci´on de l´ıneas de campo magn´etico de un tokamak para dos valores distintos del factor de seguridad. 12Es una magnitud asociada al entrelazado de l´ıneas de campo magn´etico en un volumen fijo. Cap´ıtulo 1. Introducci´on 24 Las superficies de flujo magn´etico (Fig.1.8) racionales son aquellas en las que el valor del factor es racional, es decir los valores de m y n son enteros. La estabilidad del plasma suele estar relacionada con los valores bajos del factor de seguridad en el borde del plasma. (q<6). X-Point Divertor Separatrix Eje Menor: Eje Magnético Superficie de flujo magnetico cerrada Superficie de flujo magnético abierta R(Z ) min Eje de simetria: Eje Mayor R(Z ) max Rmax Rmin 2a 2b R=0 R: Dirección Radial f: Dirección toroidal z: Dirección Vertical q: Ángulo Poloidal x Figura 1.8: Secci´on poloidal de un equilibrio magn´etico t´ıpico en un tokamak con sus propiedades caracter´ısticas. Cap´ıtulo 2 Iones r´apidos en ASDEX Upgrade ...somewhere, in the ancient lands of Munich, there is hidden indeed infernal power. Yet it is the very of power celestial stars themselves. Calmly dormant, awaiting mankind to discover the magic key, to use this power for their benefit... En este cap´ıtulo, se va a proceder a una presentaci´on del dispositivo de fusi´on nuclear ASDEX Upgrade, que constituye una de las principales maquinas en las que se ha desarrollado parte del trabajo presente en este documento. Tras una breve descripci´on sobre su origen y sus par´ametros f´ısicos fundamentales, se expondr´an los mecanismos de los principales sistemas auxiliares de calentamiento que se aplican actualmente al plasma y que constituyen las fuentes de origen de las part´ıculas suprat´ermicas. Este cap´ıtulo concluir´a con una descripci´on del detector de p´erdidas de iones r´apidos, que ha constituido el diagnostico principal para el desarrollo de esta tesis. 2.1. El dispositivo de fusi´on nuclear ASDEX Upgrade 2.1.1. Descripci´on general El dispositivo experimental de fusi´on es una maquina toroidal, del tipo tokamak, denominada ASDEX Upgrade (de las siglas en ingl´es Axially Symmetric Divertor EXperiment) o simplemente AUG. En la siguiente figura (Fig. 2.1) se presenta un esquema del dispositivo AUG. En la figura se pueden observar las estructuras fundamentales del tokamak: la vasija central dividida en 8 octantes iguales para contener el plasma, las bobinas toroidales y poloidales para la aplicaci´on del campo magn´etico y el posicionamiento de la columna de plasma y el transformador central que induce la corriente en el plasma convirtiendo a los tokamaks en dispositivos pulsados. 25 Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 26 Camara de vacío Puertos para diagnósticos, bombeo y sistemas de calentamiento Bobina toroidal Bobina óhmica central Estructura toroidal Soporte poloidal Bobinas de control y de posicionamiento Figura 2.1: Representaci´on esquem´atica del tokamak ASDEX Upgrade. Se encuentra localizado en la regi´on de Baviera, en Garching (sur de Alemania) y constituye una mejora del anterior tokamak conocido como ASDEX1(1980-1990). Dada la similitud con ITER, en lo que respecta a la configuraci´on del sistema divertor (desarrollado en ASDEX) y la geometr´ıa de las bobinas de campo toroidal, AUG constituye un banco de pruebas esencial para el desarrollo de las estrategias de control de la forma del plasma y su estabilidad para los futuros escenarios de operaci´on en vista a cumplir los requerimientos t´ecnicos de un autentico reactor de fusin. 1El modo de alto confinamiento o modo H en plasmas de fusi´on, que se alcanza tras una cierta potencia inyectada al plasma y que se caracteriza por una mejora del confinamiento, fue observado por primera vez en este tokamak. Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 27 Para tener una visi´on general del dispositivo, a continuaci´on se presenta un esquema (Tabla 2.1) con los par´ametros caracter´ısticos2del tokamak AUG. Datos T´ecnicos Valor Altura del dispositivo 9 m Radio Total 5 m Peso del dispositivo 620 T Material de la primera pared Carb´on /Tungsteno (Desde 2007) Numero de bobinas toroidales 16 Numero de bobinas poloidales 12 Campo magn´etico m´aximo en el eje magn´etico 3.9 T Campo magn´etico t´ıpico en el eje magn´etico 2.5 T Corriente del plasma 0.6 MA- 1.4 MA ~ jplasma ·~ BT+1 Duraci´on de un pulso <10 s Informaci´on/pulso ≈0.5 GByte Calentamiento del plasma Hasta 27 MW Calentamiento ´ohmico 1 MW Calentamiento con inyectores de haces neutros 20 MW (con 2H=D) Calentamiento por radiofrecuencias (iones) 7 MW (30 MHz-120 MHz) Calentamiento por radiofrecuencias (electrones) 3.5 MW (105, 140 GHz) Cuadro 2.1: Par´ametros principales del tokamak ASDEX Upgrade. AUG cuenta con m´as de 70 diagn´osticos destinados a investigaci´on y al control de la m´aquina proporcionan informaci´on sobre los par´ametros fundamentales del plasma durante una descarga. Entre los diagn´osticos principales podemos destacar: Motional stark effect (MSE), electron cyclotron emission (ECE), Soft X-ray, Thompson scattering spectroscopy (TS), charge exchange recombination spectroscopy (CXRS), Doppler reflectometry, etc. Para evitar el contacto directo del volumen del plasma con los elementos de la vasija contenedora, un conjunto de 12 bobinas verticales controlan el plasma y le dan un aspecto el´ıptico con el X-point situado sobre el divertor inferior 2.2. 2Los m´etodos de calentamiento del plasma se desarrollan en la siguiente secci´on de este cap´ıtulo. Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 28 Transformador Ohmico Bobinas de campo verticales Vasija contenedora Bobinas de campo toroidal Divertor Plasma 0 1 m Dispositivo ASDEX Upgrade Figura 2.2: (a) Vista panor´amica de la instalaci´on ASDEX Upgrade. (b) Corte poloidal del tokamak AUG. A continuaci´on se presenta una tabla 2.2 con las propiedades t´ıpicas de los plasmas que se pueden obtener en ASDEX Upgrade: Par´ametros del plasma Valor Radio Mayor R01.65 m Radio Menor a0.5 m Dimensi´on vertical del plasma b0.8 m Dimensi´on horizontal del plasma R00.5 m Elipticidad b a0.5 m Triangularidad δ(arriba/abajo) 0.4/0.4 m Tipos de plasma deuterio, hidr´ogeno, helio Volumen/´area del plasma 14 m3/42 m2 Densidad electr´onica 1 ×1019 m−3 Peso del plasma 3 mg Temperatura ≈4 keV [(60-100)×106◦C] Cuadro 2.2: Par´ametros caracter´ısticos de los plasmas de AUG. Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 29 2.2. Sistemas de calentamiento en Tokamaks En los dispositivos tokamak existen varios mecanismos para calentar el plasma, que se pueden agrupar en sistemas intr´ınsecos y sistemas extr´ınsecos. Los mecanismos intr´ınsecos de los plasmas de fusi´on son el calentamiento ´ohmico y calentamiento por part´ıculas alfa productos de la reacci´on D-T. Por otra parte, existen mecanismos extr´ınsecos, dise˜nados expl´ıcitamente para elevar la temperatura, como el calentamiento por radiofrecuencia (RF) y la inyecci´on de haces de part´ıculas neutras (NBI) entre otros. 2.2.1. Calentamiento ´ohmico Por el principio de funcionamiento de un tokamak, el transformador central del dispositivo induce un campo el´ectrico que va en el sentido contrario al campo magn´etico toroidal 3. Las part´ıculas cargadas (esencialmente los electrones ya que los iones dado su masa se pueden considerar inm´oviles) sienten este campo el´ectrico y son acelerados en la direcci´on contraria por lo que se induce una corriente el´ectrica en el volumen del plasma. Debido a que el plasma presenta una resistividad finita η, la corriente inducida pierde energ´ıa mediante colisiones (efecto Joule) con las part´ıculas del plasma, cediendo esta energ´ıa al plasma y calent´andolo en consecuencia. POH =I2 plasmaRplasma ∝I2 plasmaT−3 2 En principio podr´ıa considerarse que aumentando la intensidad de la corriente que circula por el plasma este podr´ıa aumentar su temperatura hasta alcanzar la ignici´on pero el calentamiento ´ohmico ´unicamente es eficiente como sistema primario de calentamiento ya que la eficiencia de este procedimiento disminuye al aumentar la temperatura debido a que la resistividad es funci´on de la temperatura (η∝T−3 2) lo cual provoca que el rendimiento de este tipo de calentamiento sea bajo y se precise por tanto de sistemas auxiliares que calienten el plasma hasta las temperaturas de ignici´on. 2.2.2. Inyector de haces neutros (NBI) El sistema de calentamiento mediante la inyecci´on de haces neutros o NBI (del ingl´es Neutral Beam Injection) constituye uno de los principales sistemas auxiliares de calentamiento del plasma presente en los dispositivos de fusi´on nuclear por confinamiento magn´etico. 3Puede inducirse en el mismo sentido como ocurrir´a en ITER donde el campo magn´etico del plasma y la corriente inducida van en la misma direcci´on Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 30 Su principio de funcionamiento se basa en la inyecci´on de haces de ´atomos neutros (generalmente de hidr´ogeno o deuterio) con energ´ıas superiores a los iones t´ermicos presentes en el plasma (ENBI > 10 keV). La neutralidad de carga de estos ´atomos hace que una vez que hayan incidido en el plasma no sientan la influencia del campo magn´etico aplicado en el dispositivo y por tanto siguen una trayectoria rectil´ınea en la direcci´on de inyecci´on. Esta propiedad les permite penetrar en la columna de plasma hasta que eventualmente se produzca la ionizaci´on del ´atomo neutro. Los mecanismos de ionizaci´on una vez que han penetrado en el plasma pueden ser varios (colisiones con electrones, colisiones con iones, o procesos de intercambio de carga con los iones t´ermicos) siendo la secci´on eficaz de cada uno de ellos dependiente de la energ´ıa de inyecci´on de los neutros. Los perfiles de ionizaci´on dependen adem´as de los perfiles de densidad y temperatura del volumen del plasma. En todos estos procesos de ionizaci´on, las part´ıculas neutras de altas energ´ıas adquieren carga positiva y al sentir ahora la influencia del campo magn´etico quedan confinadas, transfiriendo su energ´ıa cin´etica a las part´ıculas t´ermicas mediante colisiones con el consecuente calentamiento del plasma. La topolog´ıa de la trayectoria depender´a de la localizaci´on espacial en la que se haya producido la ionizaci´on, la energ´ıa y geometr´ıa de inyecci´on as´ı como la configuraci´on del equilibrio magn´etico existente en el plasma. Para poder acelerar los ´atomos neutros hasta las energ´ıas de inyecci´on con los que inciden en el plasma, estos deben poseer carga inicialmente y atravesar un sistema de aceleraci´on. Una versi´on simplificada del dispositivo para acelerar, neutralizar e inyectar los iones en el plasma se muestra en la siguiente figura 2.3. + (D ) 1,2,3 + H1,2,3 Plasma Fuente de Iones Sistema de vacío Calorímetro Sistema de deflexión de iones Neutralizador Recolector de Iones no neutralizados Sistema de aceleracion + H0 H0 H + H Figura 2.3: Principio de funcionamiento del inyector de haces neutros. Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 31 Las part´ıculas neutras que se inyectan en el plasma son generadas en unas fuentes de iones (generalmente en un filamento de tungsteno o en una c´amara rellena de gas a la que se le aplica radiofrecuencias) que proporcionan carga positiva. Estos iones positivos se extraen a trav´es de una grid y son acelerados mediante una diferencia de potencial UIny hasta alcanzar una determinada velocidad y, por tanto, adquirir una cierta energ´ıa (EIny =|q|UIny). En las fuentes de iones no solo se generan iones de H o D sino tambi´en las especies moleculares del hidr´ogeno y deuterio (H+ 2,H+ 3, D+ 2yD+ 3) aunque no en la misma proporci´on. Una vez que los iones son acelerados, atraviesan un blanco constituido por un gas a baja densidad que act´ua como neutralizador donde las part´ıculas se neutralizan en su gran mayor´ıa mediante procesos de intercambio de carga. La existencia de especies moleculares de los iones sometidos al mismo potencial de aceleraci´on hace que se inyecten neutros con energ´ıa E0,E0 2yE0 3siendo E0la energ´ıa principal de inyecci´on. El sistema NBI en ASDEX-Upgrade consiste en dos l´ıneas de haces denominadas generalmente como cajas del NBI o simplemente box (Fig.2.4). 1.00 1.25 1.50 1.75 2.00 2.25 2.50 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 R (m) Z (m) NBI 1 NBI 2 NBI 3 NBI 4 NBI 5 NBI 6 NBI 7 NBI 8 S1 S2 S3 S6 S7 S8 S9 S10 S4 S5 S16 S14 S13 S15 S11 S12 Proyeccion Toroidal Proyeccion Poloidal -2.00 -3.00 0.00 -1.00 1.00 2.00 3.00 -3.00 -2.00 -1.00 0.00 1.00 2.00 E =60 keV inj E =93 keV inj BOX 2 BOX 1 Figura 2.4: Vista poloidal (derecha) y vista superior (izquierda) de las geometr´ıas de inyecci´on de los sistemas NBI de ASDEX Upgrade. Estas l´ıneas est´an equipadas por cuatro fuentes de iones capaces de inyectar 2.5 MW cada una con una geometr´ıa de inyecci´on distinta, algunas inyectan acerc´andose a la direcci´on radial del toro mientras que otras lo har´an de forma tangencial (favoreciendo en esta situaci´on la corriente presente en el plasma). Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 38 a) b) (cc) Líneas de campo magnético Colisión Partícula cargada Figura 2.7: Representaci´on de los principales mecanismos de p´erdidas de los iones r´apidos: (a) Propiedades de confinamiento insuficientes debidas al campo magn´etico, (b) Dispersi´on del pitch angle mediante colisiones coulombianas e (c) Interacci´on de los iones con actividad magnetohidrodin´amica en el plasma. 2.3.2. ´ Orbitas de los iones r´apidos Para lograr satisfacer el criterio de Lawson, uno de los par´ametros fundamentales cuyo valor debe ser incrementado es el tiempo de confinamiento, de esta forma durante m´as tiempo se mantendr´a la temperatura en el plasma y por tanto la probabilidad de obtener una tasa de reacciones de fusi´on aceptable. Debido a ello, la comprensi´on del transporte de part´ıculas y energ´ıa en el plasma es una de las claves para mejorar la eficiencia del proceso de reacci´on, en particular, entender la din´amica orbital de los iones en campos electromagn´eticos. En el cap´ıtulo I se vio que el comportamiento de las part´ıculas cargadas (de masa m y carga q) en el seno de un campo electromagn´etico queda gobernado por la ley de Lorentz: md~v dt =q~ E+q(~v ×~ B). En presencia de un campo el´ectrico uniforme ~ E, sin campo magn´etico aplicado, el ion sufre una aceleraci´on en la direcci´on del campo el´ectrico (los electrones en direcci´on contraria debido a su carga) mientras que en ausencia de campo el´ectrico y ante la presencia de un campo magn´etico constante, las part´ıculas cargadas siguen trayectorias helicoidales alrededor de la l´ınea de campo (Fig.2.8). Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 39 (x ,y ) c c B rL q(vxB) v - q negativo (e ) Sentido horario q positivo (ion) Sentido antihorario Figura 2.8: ´ Orbita circular de una part´ıcula cargada en un campo magn´etico constante. La fuerza de Lorentz act´ua en la direcci´on perpendicular a la trayectoria por lo que la energ´ıa cin´etica de la part´ıcula permanece constante. Durante el movimiento helicoidal, el movimiento puede descomponerse por un giro circular alrededor de las l´ıneas de campo magn´etico con un radio de giro (radio de Larmor) ρLy frecuencia de giro (frecuencia de ciclotr´on) ωccaracter´ısticas ρL=mv⊥ qB =v⊥ ωc yωc=|q|B m(2.2) y por una translaci´on en la direcci´on del campo magn´etico a una velocidad constante8vk. A diferencia de las part´ıculas t´ermicas presentes en el plasma, las part´ıculas suprat´ermicas tienen radios de giros del orden del cm para las energ´ıas y campos magn´eticos presentes en los actuales tokamaks, tal como puede comprobarse en la (Fig.2.9). 8Componente del vector velocidad paralela a la l´ınea de campo magn´etico Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 40 + D ++ + He =H Hidrógeno Deuterio Alfas 0.5 100 1.0 1.5 2.5 3.5 3.0 2.0 80 60 40 20 0 0.5 1.0 1.5 2.5 3.5 3.0 2.0 0.5 1.0 1.5 2.5 3.5 3.0 2.0 100 80 60 40 20 0 100 80 60 40 20 0 020 40 60 80 100 r(mm) 0 10 20 30 40 E (keV) E (keV) E (keV) B=1.73 T r(mm) r(mm) r(mm) 80 60 40 20 0 80 60 40 20 0 0 20 120 100 80 60 40 B (T) B (T) B (T) E (keV) Figura 2.9: Mapas con los valores del giroradio en funci´on del campo magn´etico y la energ´ıa de los iones r´apidos presentes en un tokamak para: (a) Hidr´ogeno, (b) Deuterio, (c) Alfas. En (d) se presenta el valor del giroradio en funci´on de la energ´ıa para iones de hidr´ogeno, deuterio y alfas en un campo magn´etico constante de 1.73 T. Notese que dada su relacion carga masa, iones de hidrogeno y particulas alfas a la misma energia presentan idntico valor del giroradio para un campo magnetico dado. En la siguiente tabla (2.3) se presentan los valores de la frecuencia de ciclotr´on t´ıpica para distintos campos magn´eticos (n´otese que es independiente de la energ´ıa) que podemos encontrar en AUG para los iones y electrones presenten en el plasma Frecuencia Campo Magn´etico Campo Magn´etico Campo Magn´etico 1 Tesla 2 Teslas 3 Teslas ωH(s−1) 9.58×1071.92×1082.87×108 ωD(s−1) 4.79×1079.58×1071.44×108 ωe−(s−1) 1.76×1011 3.52×1011 5.28×1011 Cuadro 2.3: Frecuencias de ciclotr´on para protones, deuterones y electrones en campos magn´eticos t´ıpicos en un tokamak. Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 41 Tambi´en se describi´o en el cap´ıtulo primero que dos de los par´ametros caracter´ısticos de las part´ıculas sometidas a un campo magn´etico, son el pitch angle Λ y el momento magn´etico µ asociado a la part´ıcula orbitando alrededor de la l´ınea de campo magn´etico. Pitch Angle Λ = vk vtot Momento Magn´etico µ=mv2 ⊥ 2B(2.3) En una situaci´on ideal, las part´ıculas sometidas a un campo magn´etico quedar´ıan perfectamente confinadas a lo largo de las l´ıneas de campo y no se producir´ıan p´erdidas por lo que, te´oricamente, el tiempo de confinamiento τ→ ∞. Sin embargo, en los dispositivos de fusi´on, aunque est´an dise˜nados para que los iones t´ermicos sean incapaces de escapar del plasma, existen mecanismos de derivas, colisiones y turbulencias que afectan de manera significativa al confinamiento de los iones m´as energ´eticos, introduciendo una componente de transporte perpendicular a las l´ıneas de campo. El transporte puede, por lo tanto, entenderse como una combinaci´on del movimiento ideal, paralelo a las l´ıneas de campo, y el radial, es decir, perpendicular a las l´ıneas de campo, debido a las colisiones y derivas. Es por ello que cuando la geometr´ıa del campo magn´etico es m´as compleja (gradientes de campo, curvatura de campo, etc) como es el caso de los tokamaks, las part´ıculas ya no giran en torno a las l´ıneas de campo magn´etico sino alrededor de su centro de giro que puede sufrir peque˜nas derivas respecto a la l´ınea de campo. Se considera que una part´ıcula se encuentra confinada si tanto el giroradio como la deriva del centro de giro son peque˜nas en comparaci´on con las dimensiones f´ısicas del plasma. En la din´amica orbital de iones r´apidos, se conoce como ´orbita completa o full orbit a la trayectoria completa (X) que sigue la part´ıcula en su movimiento y como guiding center o centro gu´ıa a la trayectoria del centro de giro (x) que como se ha mencionado puede sufrir desviaciones (Fig.2.10). Trayectoria de la partícula Linea de campo magnetico Trayectoria guía del centro Figura 2.10: Ilustracci´on de la trayectoria helicoidal de una part´ıcula cargada alrededor de su centro de gu´ıa. Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 42 A continuaci´on haremos un breve esbozo de algunas de las derivas de la trayectoria de las part´ıculas presentes en un tokamak. En presencia de fuerzas adicionales ~ F, la ecuaci´on de la fuerza de Lorentz se presenta como: ~ FL=q(~ B×~v) + ~ F(2.4) En el caso de que exista un campo el´ectrico aplicado ~ E, de manera que ~ F=q~ E, el movimiento del centro de giro del ion es alterado por una velocidad de deriva constante sin embargo el radio de giro no se ve afectado. La expresi´on anal´ıtica de esta deriva de campo viene descrita por la ecuaci´on: vE=~ E×~ B B2(2.5) como se puede observar de la expresi´on anterior, la velocidad de deriva es siempre perpendicular a los campos el´ectricos y magn´eticos aplicados y no presenta dependencia con la carga de la part´ıcula, por lo que ante un campo el´ectrico aplicado, la deriva es id´entica (en m´odulo y direcci´on) tanto para los electrones como los iones, lo cual conlleva un movimiento macrosc´opico del plasma. Tambi´en aparece una fuerza de deriva como consecuencia del gradiente de campo magn´etico. En el caso de que la variaci´on de campo magn´etico local sea peque˜no respecto al radio de giro de la part´ıcula, es decir, si se verifica: ~ B |∇B|<< ρL(2.6) entonces aparece una fuerza actuando sobre la part´ıcula definida por: ~ F∇B=−µ∇B(2.7) Cuando ∇Bes transversal a las l´ıneas de campo, ~v∇B=−mv2 ⊥ 2qB3(∇⊥B)×~ B(2.8) Las part´ıculas cuando siguen l´ıneas curvadas sienten una fuerza centrfuga cuyo efecto queda gobernado por el siguiente arrastre, ~v∇B=−mv2 k qB2 Rcurv ×~ B R2 curv (2.9) Donde Rcurv es el radio de curvatura de las l´ıneas del campo magn´etico. Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 43 En resumen, la velocidad de la part´ıcula queda descrita por: ~v =vk~ek |{z} Mov.P aralelo + Giro z}|{ ~vg+~ E×~ B B2 | {z } Deriva E×B + Deriva Polarizacion z }| { m qB2 d~ E⊥ dt +mv2 k+mv2 ⊥ 2 qB ~ B×∇B B2 | {z } Derivas Grad-B y Curvatura (2.10) Un estudio completo puede encontrarse en []. El movimiento de las part´ıculas en la configuraci´on de un tokamak es un movimiento cuasi-peri´odico, es decir los par´ametros del sistema considerado cambia en una escala temporal que var´ıa m´as lentamente que su frecuencia (periodo) caracter´ıstica del movimiento. En tal situaci´on, la integral de acci´on sobre dicho periodo es una constante del movimiento, o invariante adiab´atico (si ignoramos las colisiones con otras part´ıculas presentes en el plasma). Ji=1 2πIpidqi=cte (2.11) donde qies la coordenada generalizada y piel momento conjugado, es decir ambas son las variables can´onicas asociadas al sistema y la integral se considera sobre un ciclo completo en la coordenada generalizada q. En presencia de un campo magn´etico sabemos el hamiltoniano de una part´ıcula de carga q y masa m adopta la forma: H(p, q) = (p−qA)2 2m(2.12) donde p=mv +qA es el momento can´onico, y A el potencial magn´etico9,por lo que la integral de acci´on adopta la forma: Ji=1 2πI(mv⊥)dr⊥+1 2πI(qA)dr⊥=mρLv⊥−1 2πqBπρ2 L=m2v2 ⊥ 2qB ∝mv2 ⊥ 2B=µ(2.13) La conservaci´on (o invariancia) tanto de la energ´ıa como del momento magn´etico µnos lleva a que una part´ıcula en el seno de un campo magn´etico verifica: =1 2mv2 k+1 2mv2 ⊥=1 2mv2 ⊥1 + 1 tan2(Λ)=µB1 + 1 tan2(Λ)=cte (2.14) 9B=∇×A Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 44 De la expresi´on anterior podemos extraer que un aumento en la intensidad del campo B implica un aumento en el pitch angle Λ de la part´ıcula (consecuencia directa del cambio de v⊥en un campo magn´etico de intensidad variable ). Si la part´ıcula a lo largo de su trayectoria es capaz de alcanzar una posici´on en la que exista un campo magn´etico Bmax tal que el valor , Λ →π 2, en tal caso se verifica: k(B=Bmax,Λ→π 2) = µBmax (2.15) En dicho punto, la componente de la velocidad paralela al campo se anula (vk= 0), y la part´ıcula invertir´a su trayectoria, es decir se ver´a reflejada (Fig.2.11). Este es el principio de funcionamiento del espejo magn´etico y del tipo de ´orbita llamada atrapada (trapped) u ´orbita banana. Por tanto, la energ´ıa cin´etica de la part´ıcula y su momento magn´etico verifican: E=1 2mv2=1 2mv2 k+1 2mv2 ⊥=1 2mv2 k+µB ≤µBmax (2.16) En el caso de los tokamaks, el campo magn´etico dominante presenta un dependencia radial de la forma 1 R.En el caso de que a lo largo de su trayectoria la part´ıcula no se encuentre con una intensidad de campo magn´etico que haga que su componente paralela de la velocidad se anule, la part´ıcula seguir´a su trayectoria al rededor del toro. A este tipo de trayectorias se le conocen como ´orbitas pasantes o passing orbits y la reflexi´on no ocurre si inicialmente 1 2mv2 k≥µBmax (Fig.2.12) Superficie de flujo magnético Órbita atrapada Órbitas proyectadas en el plano poloidal reflexión v =0 || Órbita pasante Conservación de m Figura 2.11: Tipo de ´orbitas de las part´ıculas cargadas en un tokamak: ´orbitas pasante (azul) y ´orbitas atrapadas (rojo). Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 45 14 15 16 12 3 4 5 6 7 8 910 11 12 13 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.00 1.50 2.00 2.50 -3 -2 -1 0 1 32 -3 -2 -1 0 1 2 3 R (m) Z (m) X (m) Y (m) Proyección Poloidal Proyección Toroidal L=0.42 L=0.68 Punto de inicio Figura 2.12: (a) Proyecci´on poloidal y (b) vista superior de la trayectoria de dos part´ıculas energ´eticas en el tokamak AUG. Aunque ambas part´ıculas tienen la misma energ´ıa (100 keV) y se originan en el mismo punto espacial ([R,Z]=[2,0]), el pitch angle de cada una determina si realiza una trayectoria pasante (azul) ´o una trayectoria atrapada (roja). 2.4. El detector de p´erdidas de iones r´apidos Los distintos mecanismos de transporte de iones r´apidos, que conllevan a la p´erdida de los mismos, tiene un impacto negativo sobre la eficiencia de calentamiento del plasma y si las p´erdidas son localizadas e intensas puede peligrar la integridad del dispositivo. Entender estos mecanismos de p´erdidas y desarrollar procedimientos para su control constituye una de las principales v´ıas de investigaci´on en el campo de la fusi´on. Un detector de iones r´apidos ideal deber´ıa poder proporcionar informaci´on sobre los siguientes aspectos: Tipo de part´ıculas suprat´ermicas que se est´an escapando del plasma. Localizaci´on espacial de las p´erdidas sobre la primera pared del reactor. Informaci´on sobre la distribuci´on angular de los iones r´apidos que proporciona informaci´on sobre la naturaleza de las ´orbitas seguidas por los iones. Buena resoluci´on en energ´ıas para detectar el rango energ´etico de las part´ıculas suprat´ermicas (cuyas energ´ıas pueden variar desde decenas de keV hasta valores de 10 MeV). Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 46 Resoluci´on temporal para poder seguir la evoluci´on y frecuencia de las p´erdidas debidas a la presencia de inestabilidades MHD. El flujo absoluto de part´ıculas que impactan sobre la vasija. El detector debe ser flexible y resistente para ser capaz de soportar las severas condiciones del entorno hostil de los reactores de fusi´on en los que debe operar. Elevados flujos de neutrones y radiaci´on gamma as´ı como temperaturas cercanas a los 300 ◦C o superiores Los detectores de p´erdidas de iones r´apidos o FILD (del ingl´es Fast Ion Loss Detector) basan su funcionamiento en el mismo principio que un espectr´ometro magn´etico, dispersando las part´ıculas suprat´ermicas que inciden sobre el detector. La cabeza del detector (con un di´ametro de ≈7,2 cm y hecha de grafito recubierta con tungsteno para aguantar las cargas de calor del plasma y del haz de iones suprat´ermicos a los que se ve sometida durante su operaci´on) contiene un colimador de iones tridimensional que limita el espacio de fase10 de los iones capaces de ser medidos por el detector. En el interior del detector se encuentra una placa de acero inoxidable recubierta de un material centelleador, generalmente alg´un tipo de f´osforo. En relaci´on a los iones, ´unicamente aquellos que inciden sobre el pinhole de entrada del detector y son capaces de superar el colimador, impactan sobre el material centelleador, dependiendo el punto de impacto del giroradio y pitch angle del ion considerado. El principio b´asico de funcionamiento de este tipo de diagn´ostico se ilustra en la figura 2.13: Plasma Orbita Ion rapido Órbita Ion CentelleadorCentelleador Abertura (b) Pinhole Cabeza de FILD Centelleador Colimador 3D rápido Pinhole (a) c) (c Colimador 3D Giroradio Pitch Punto de Impacto Figura 2.13: (a) Representaci´on tridimensional de la cabeza del detector de p´erdidas de iones r´apidos junto a la trayectoria de una part´ıcula suprat´ermica (l´ınea roja) que incide sobre el pinhole de entrada del detector. (b) Visi´on lateral de la cabeza mostrando la estructura del colimador y el material centelleador. (c) Vista frontal de la cabeza de FILD mostrando el colimador (pinhole + slit). 10Tambi´en se imposibilita la posibilidad de que electrones o iones termalizados entren en el detector. Cap´ıtulo 2. Iones r´apidos en ASDEX Upgrade 47 Existe una amplia variedad de materiales centelleadores usados en los distintos sistemas FILD asociados a distintos reactores. La correcta elecci´on y caracterizaci´on del material centelleador ´optimo para ser usado en los actuales, y futuros, diagn´osticos FILD es uno de los objetivos de esta tesis. Como consecuencia de la interacci´on de los iones r´apidos que impactan con el material centelleador, este emite radiaci´on electromagn´etica (fen´omeno conocido como ionoluminiscencia, que se discutir´a con m´as detalle en el siguiente cap´ıtulo). La medida del patr´on de luz generado sobre el centelleador nos ofrece informaci´on del espacio de velocidades (giroradios/energ´ıas y pitch angle) de los iones que se escapan del plasma. La luz emitida por el material centelleador es guiada a trav´es de un sistema ´optico constituido por un sistema de lentes situadas dentro de un tubo que se encuentra al vac´ıo 2.15. Las lentes se encuentran dispuestas a lo largo de un eje ´optico. Un divisor de haz situado al final del eje (fuera ya del tubo al vac´ıo) y que se encuentra inclinado 45◦ con respecto a la direcci´on de incidencia del haz de luz, se encarga de dividir el haz en dos: un haz que sigue paralelo a la trayectoria que ten´ıa y otro haz que sale perpendicular. Las caracter´ısticas del divisor de haz usado con esta inclinaci´on producen un 50 % de transmisi´on de la intensidad para cada una de las ramas en las que se desv´ıa el haz de luz. El haz perpendicular es focalizado por un lente sobre el chip de una c´amara digital (actualmente se cuenta con dos c´amaras: PCO Pixelfly y Phantom Camera V.7), que procesa la informaci´on de la tasa de fotones que est´an incidiendo sobre la c´amara. Debido a la magnitud de los campos magn´eticos presentes en el plasma, ambas c´amaras han de protegerse con un blindaje. La otra parte del haz es conducida hacia un bundle de fibras ´opticas que transmiten la se˜nal luminosa hacia un array 20 de detectores fotomultiplicadores cada uno abarcando una regi´on amplia del centelleador. Fibras Ópticas Sistema de Lentes Manipulador Ventana de vacío Divisor de Haz Luz Figura 2.14: Secci´on poloidal de la vasija de AUG junto al sistema FILD. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 54 En la Fig.3.1 podemos encontrar un esquema general de las partes m´as importantes del tanque de aceleraci´on. Iones positivos Anillos de gradiente de potencial Terminal (alto voltaje positivo) Cadena de pellets Tanque presurizado Iones Negativos Camara de stripper Tubo de aceleracion Iones Positivos Figura 3.1: Esquema de un acelerador Van de Graaff. En esta primera etapa de aceleraci´on, los iones negativos son acelerados hacia el terminal (que se encuentra a una tensi´on positiva U respecto a los extremos del tanque que se encuentran a tierra) y todos los iones inyectados llegan al terminal con la misma energ´ıa E1=eU ya que su estado de carga es η=1. Una vez que los iones han llegado a la mitad del tanque del acelerador, pasan por un estrecho tubo que contiene un gas residual de N2a mayor presi´on llamado stripper en el cual las part´ıculas aceleradas interact´uan cediendo electrones y transform´andose en iones positivos con estado de carga +η. El estado de carga final no se puede controlar porque el proceso de stripping es un proceso de naturaleza probabil´ıstica (dependen de la trayectoria individual de cada uno de los iones en el gas). Todos estos iones, ahora con carga positiva, abandonan el tanque de aceleraci´on tras sufrir una aceleraci´on en la segunda etapa (tras atravesar el stripper) porque ahora se ven repelidos por la tensi´on del terminal adquiriendo una energ´ıa en esta segunda etapa de aceleraci´on dada por E2=ηeU. A la salida del tanque de aceleraci´on, los iones tienen una energ´ıa dada por: E=J+E1+E2=eVinj +eU +ηeU =eU(η+ 1) + eVinj (3.1) Donde e es la carga del electr´on, U el potencial de trabajo del terminal, ηel estado de carga del ion positivo a la salida y Vinj la energ´ıa de inyecci´on. Debido a que el proceso de aceleraci´on se realiza en dos etapas a este tipo de acelerador electrost´atico se le denomina t´andem. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 55 A la salida del tanque se encuentran diferentes iones acelerados seg´un el estado de carga que hayan adquirido en el proceso de stripping, un im´an analizador (o im´an de 90◦) permite separar la especie i´onica y el estado de carga deseado del resto de los constituyentes del haz. De esta manera se obtienen iones monoenerg´eticos, de gran utilidad para el an´alisis y modificaci´on de materiales mediante las t´ecnicas asociadas a haces de iones. Despu´es del im´an a 90◦el haz puede pasar directamente a trav´es de las distintas l´ıneas (Fig.3.2) en operaci´on gracias a un im´an selector. Tanque Acelerador Fuente de Iones SALA TANDEMSALA TANDEM Inyector Imán baja energía Sistema de cuadrupolos Imán analizador (90º) Imán selector Linea de haz externo Linea de implantación iónica Camara de canalización (Camara Charles-Evans) Camara multiproposito (Camara Universal) Linea de física nuclear básica 0º +15º -15º +45º +30º -30º Linea de microsonda de partículas Figura 3.2: Vista panor´amica de la sala T´andem. 3.1.2. T´ecnicas de caracterizaci´on con haces de iones En la actualidad se aplican diversas t´ecnicas para el an´alisis y caracterizaci´on de muestras materiales con el objetivo de conocer sus propiedades f´ısicas (estructura, composici´on qu´ımica, defectos estructurales, etc) de una manera no destructiva. Entre ellas destacan aquellas t´ecnicas basadas en la aplicaci´on de haces de iones energ´eticos mediante el uso de aceleradores de part´ıculas sobre las muestras que se pretenden analizar. Estas t´ecnicas se conocen como t´ecnicas IBA (acr´onimo de Ion Beam Analisys) y su campo de aplicabilidad abarca diferentes disciplinas tales como la arqueometr´ıa, medicina, caracterizaci´on de materiales, etc. Su fundamento se basa en el estudio de la interacci´on ion-materia al hacer incidir sobre el material un haz de iones de energ´ıa del orden del MeV a trav´es de los distintos tipos de procesos que pueden ocurrir y que son adecuadas para su detecci´on y posterior an´alisis. En el desarrollo de esta tesis, la t´ecnica m´as importante que se ha aplicado ha sido la t´ecnica de ionoluminiscencia. Esta t´ecnica se basa en el estudio de la emisi´on de luz por parte de muestra material al ser irradiada con part´ıculas cargadas. Mediante el desarrollo de esta t´ecnico, se ha procedido al estudio del rendimiento, degradaci´on y respuesta temporal de distintas muestras centelleadoras. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 56 Aunque la mencionada t´ecnica se describir´a con m´as detalle, a continuaci´on se describir´a brevemente las otras t´ecnicas de an´alisis que han servido como complemento a la t´ecnica de ionoluminiscencia: la t´ecnica de RBS, para la determinaci´on de la composici´on y espesor de las muestras y la t´ecnica PIXE, para confirmar la medida del espesor de una de las muestras analizadas, ya que aunque el proveedor de las muestras proporciona una composici´on nominal y un posible valor del espesor, estos no est´an certificados y son de vital importancia para una correcta interpretaci´on de los resultados experimentales obtenidos mediante la ionoluminiscencia. Retrodispersi´on de Rutherford (RBS): La t´ecnica de RBS (del ingl´es Rutherford Backscattering Spectroscopy) permite obtener propiedades f´ısicas de la superficie de una muestra tales como su composici´on, espesor y distribuci´on de la concentraci´on en profundidad de los elementos constituyentes. El principio de funcionamiento de la t´ecnica se basa en hacer incidir un haz de iones ligeros y monoenerg´eticos (generalmente hidrogeno o n´ucleos de helio) sobre un blanco y detectar (mediante detectores de semiconductor) los iones dispersados a ´angulos grandes, generalmente 165◦. La interacci´on entre los n´ucleos incidentes (n´ucleos proyectiles) y los ´atomos del material (blanco) se produce v´ıa la interacci´on coulombiana al tratarse de part´ıculas cargadas. Los n´ucleos incidentes penetran en el material y sufren colisiones el´asticas con los n´ucleos del blanco que provoca una p´erdida de energ´ıa del proyectil y una dispersi´on que los desv´ıa de su trayectoria original, existiendo una peque˜na fracci´on que salen dispersados con ´angulos mayores de 90◦(retrodispersados). La obtenci´on del espectro de energ´ıas tras la retrodispersi´on y su posterior an´alisis con programas estandarizados (como el c´odigo SIMNRA) nos ofrece una informaci´on doble: la naturaleza de los ´atomos contra los que colisiono la part´ıcula (composici´on) y la distribuci´on en profundidad de los elementos presentes en la muestra (hasta algunas decenas de micras). Emisi´on de rayos X inducida por irradiaci´on con part´ıculas (PIXE) La t´ecnica P.I.X.E. (del ingl´es Particle Induced X-ray Emission) es una t´ecnica anal´ıtica no destructiva y multielemental que se usa para determinar la composici´on elemental de una muestra a partir de la medida de la radiaci´on electromagn´etica emitida por la muestra, en forma de rayos X caracter´ısticos, cuando es irradiada por un haz energ´etico de iones (generalmente protones y part´ıculas alfas). Una vez que el haz de part´ıculas cargadas inciden sobre la muestra material, este va perdiendo energ´ıa de manera continua como consecuencia de las colisiones inel´asticas con los ´atomos de la muestra que interaccionan tanto con los electrones libres como contra los electrones ligados a los ´atomos de la muestra. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 57 A lo largo de su trayectoria las part´ıculas cargadas pueden causar ionizaci´on en la muestra en las capas m´as internas del ´atomo generando vacantes electr´onicas como consecuencia de que los electrones abandonan su posici´on. Estas vacantes pueden ser ocupadas por electrones de capas m´as externas, lo cual produce emisi´on de rayos X caracter´ısticos (cuya energ´ıa es la diferencia de energ´ıas entre capas). La detecci´on con detectores Si(Li) o LeGe de estos rayos X caracter´ısticos permite obtener de forma simultanea todos los elementos que componen la muestra con n´umero at´omico superior a 12 y concentraciones superiores a varias ppm. 3.1.3. Ionoluminiscencia (IBIL) Un material luminiscente es cualquier material que emite radiaci´on electromagn´etica, generalmente en forma de luz visible o radiaci´on infrarroja/ultravioleta (rango de emisi´on en el rango 200-1500 nm o equivalentemente 0.83-6.2 eV), tras absorber una cierta cantidad de energ´ıa. Dependiendo del proceso que provoque la emisi´on de luz, se pueden clasificar varios fen´omenos de luminiscencia, entre los que caben destacar: fluorescencia/fosforescencia (inducida por luz ultravioleta), termoluminiscencia (inducida al calentar la muestra), c´atodoluminiscencia (inducida por electrones), electroluminiscencia (inducida por corrientes el´ectricas en el seno del material), fotoluminiscencia (inducida por rayos X), radioluminiscencia (inducidas por reacciones nucleares), quimioluminiscencia (inducida por reacciones qu´ımicas), triboluminiscencia (inducido por alg´un agente mec´anico) e ionoluminiscencia, que es la propiedad de los materiales que se han analizado en este trabajo. La Ionoluminiscencia (IL o IBIL, del ingl´es Ion Beam Induced Luminiscence) es un fen´omeno de luminiscencia, mediante el cual algunos materiales emiten luz cuando sobre ellos se hace incidir iones energ´eticos3. Al ir atravesando el medio material, los iones pueden sufrir interacciones de los siguientes tipos: Interacciones gobernadas por la interacci´on electromagn´etica. •Procesos de tipo el´astico con electrones y grupos de electrones •Procesos inel´asticos con electrones y grupos de electrones. Interacciones gobernados por la interacci´on electromagn´etica y la nuclear fuerte. •Procesos el´asticos con n´ucleos y grupos de n´ucleos •Procesos inel´asticas con n´ucleos grupos de n´ucleos 3No debe confundirse con la radiaci´on Cherenkov, que se produce cuando una part´ıcula pesada atraviesa un medido material a una velocidad mayor que la velocidad de la luz en ese medio. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 58 La probabilidad de cada uno de estos procesos depende de la part´ıcula utilizada como proyectil (a trav´es de sus n´umeros at´omico Z y m´asico A), de su energ´ıa, y del medio por el que se trasmiten las part´ıculas. A diferencia de las otras t´ecnicas de luminiscencia, la adecuada elecci´on de la especie i´onica y del rango de energ´ıa permiten cambiar el mecanismo de las excitaciones, as´ı irradiando con iones ligeros a bajas energ´ıa, el mecanismo de excitaci´on se basa fundamentalmente en colisiones el´asticas con los n´ucleos at´omicos presente en la muestra mientras que a energ´ıas m´as elevadas la perdida de energ´ıa de los iones se debe fundamentalmente a las excitaciones electr´onicas. En su trayectoria, las part´ıculas cargadas ceden energ´ıa de forma continua siendo el mecanismo m´as importante de todos, en el rango de energ´ıas considerado en este trabajo, las colisiones el´asticas con los electrones at´omicos. Mediante este proceso, la part´ıcula va provocando la excitaci´on o ionizaci´on de los ´atomos presentes en el material. Esta energ´ıa depositada por los iones, hace que estos ´ultimos pasen a estar en un estado excitado. Al producirse el proceso de desexcitaci´on, el ´atomo puede pasar a un estado de menor energ´ıa emitiendo en el proceso radiaci´on electromagn´etica en forma de fotones en el rango de longitudes de ondas anteriormente mencionado (IR-VIS-UVC). Por lo general, la luminiscencia, independientemente de las part´ıculas utilizadas para inducir la emisi´on de luz, se divide en dos categor´ıas: Intr´ınseca: Es la luminiscencia que se produce debida a las propiedades electr´onicas del material, en particular a su estructura de bandas que proporcionan estados excitados deslocalizados para electrones. La energ´ıa de excitaci´on que produce la radiaci´on primaria hace que electrones pasen de la banda de valencia a la banda de conducci´on. La posterior desexcitaci´on se produce mediante la recombinaci´on de esos electrones con huecos de la banda de valencia, que puede producirse directamente en una transici´on banda a banda (transici´on interbanda o transici´on ´optica de estados excitados deslocalizados) o a trav´es de un defecto intr´ınseco (defecto puntual o de red del material) que crea un nivel electr´onico situado en la banda prohibida (transici´on ´optica de estados excitados deslocalizados) como por ejemplo, el centro F en el zafiro (Al2O3). Extr´ınseca: Es la luminiscencia que se produce debida a la existencia de estados permitidos (niveles de energ´ıas discretos) situados en la banda prohibida desde los cuales los electrones pueden desexcitarse a la banda de valencia. Estos niveles energ´eticos est´an presente en la banda prohibida gracias a la presencia de activadores (o centros de luminiscencia) como centros de defectos, impurezas con las que se dopa el material, centros de color. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 59 La presencia de estos centros en ciertos materiales hace que estos se conviertan en luminiscentes aunque no todas las impurezas son capaces de producir una transici´on radiativa llegando incluso a existir impurezas que pueden dar lugar a fen´omenos capaces de inhibir la luz emitida (por ejemplo Fe2+ es un inhibidor para Mn2+ en carbonatos). La estructura de los espectros de emisi´on, en particular de sus picos, depende de los efectos t´ermicos (por ejemplo, la distribuci´on de energ´ıa de los portadores de carga libres) y la fuerza de la interacci´on entre los electrones y los fonones que participan en las transiciones ´opticas que ocurren en la banda prohibida. Un esquema de los distintos procesos que dan lugar a la emisi´on de luz al irradiar la muestra material con iones se muestra en la siguiente figura (Fig.3.3). Banda de Valencia Banda de conducción Excitación Luminiscencia Intrínseca Luminiscencia Extrínseca Impurezas Transición entre bandas Defectos Intrínsecos Evento de excitación Evento de ionización Partícula incidente (a) (b) Figura 3.3: (a) Eventos de ionizaci´on y eventos de excitaci´on generados por una part´ıcula cargada transmiti´endose en una muestra material. (b) Transiciones electr´onicas entre bandas que dan lugar a una emisi´on radiativa. En procesos donde la interacci´on electr´on - fon´on es d´ebil (generalmente en procesos a baja temperatura), la forma y anchura de emisi´on de los picos en los espectros de luminiscencia presentan picos agudos y bandas estrechas. En procesos a temperaras m´as elevadas se produce un ensanchamiento de los picos y bandas en los espectros a consecuencia de una mayor interacci´on electr´on-fon´on. Es una t´ecnica utilizada para la caracterizaci´on de muestras materiales, en especial materiales centelleadores, proporcionando informaci´on sobre la composici´on qu´ımica y microestructura del material, informaci´on sobre los procesos de excitaci´on y los defectos intr´ınsecos o puntuales presentes en el material que adem´as puede ser utilizada para monitorizar en tiempo real de los procesos que generan el da˜no provocado por la implantaci´on de los iones en la muestra, el estudio de la formaci´on de centros de color en materiales diel´ectricos como el SiO2(Fig.3.4) y la recuperaci´on del da˜no i´onico mediante el annealing t´ermico. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 60 Tambi´en se aplica, debido a su alta sensibilidad, a la determinaci´on de la presencia de impurezas (trazas de elementos pertenecientes a la serie de las tierras raras e iones de metales de transici´on) presentes en la muestra incluso cuando su concentraci´on es inferior a unas ppm. 600 700 800 900 1000 Longitud de Onda (nm) 1000 800 600 400 200 0 Intensidad (Cuentas) Frontera del visible Figura 3.4: Espectro de ionoluminiscencia de una muestra de ´oxido de silicio (SiO2) irradiada con protones a 1 MeV. Se muestran los espectros en tres instantes de tiempo diferentes desde el comienzo de la irradiaci´on. En semiconductores y aislantes, la t´ecnica es capaz de proporcionar informaci´on sobre estructuras defectuosas que no son detectables mediantes otras t´ecnicas IBA establecidas como RBS y/o PIXE. Una descripci´on te´orica completa del fen´omeno de la ionoluminiscencia en muestras materiales no se encuentra disponible dada la complejidad de los distintos procesos que pueden afectar a la emisi´on de luz. Existen una serie de par´ametros f´ısicos y geom´etricos cuantificables que afectan a la emisi´on/detecci´on de la se˜nal de ionoluminiscencia, como son la temperatura de la muestra, el da˜no i´onico a elevadas flujos de irradiaci´on, la reflexi´on interna en la muestra de los fotones emitidos, etc. 3.2. Montaje experimental para la caracterizaci´on de las muestras centelleadoras Para la aplicaci´on de las distintas t´ecnicas IBA, cuyos fundamentos f´ısicos se presentaron en la secci´on anterior, se precisa del uso de c´amaras de irradiaci´on en vac´ıo donde se puedan colocar las muestras a analizar y los detectores asociados al tipo de respuesta que se pretende medir. Durante el desarrollo de estos tests, se han usado tres c´amaras de irradiaci´on distintas, dos de ellas situadas en la l´ınea de 0◦del acelerador t´andem y la c´amara de la microsonda, situada en la l´ınea de -15◦. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 61 La primera de las c´amaras es la denominada coloquialmente como c´amara universal (una descripci´on detallada de esta c´amara se pueden encontrar en los trabajos []) permite realizar simult´aneamente experimentos mediante diferentes t´ecnicas IBA gracias a un conjunto de detectores de fotones y de part´ıculas y es donde se han llevado a cabo las medidas de RBS y PIXE. La aplicaci´on de la t´ecnica de ionoluminiscencia en la c´amara universal presenta el problema de que la luz emitida por las muestras, al ser irradiadas, se reflejaba en la superficie met´alica de las paredes de la c´amara, lo cual falseaba las medidas del rendimiento luminiscente. Adem´as, esta c´amara no dispone de ning´un sistema de calentamiento para simular el ambiente de temperaturas en los que operan las muestras en FILD. Para solucionar estos problemas, se opt´o por dise˜nar (2013) y poner a punto (2014) una nueva c´amara de medidas que cumpliera los requisitos para poder aplicar correctamente la t´ecnica IBIL. Es la denominada c´amara de ionoluminiscencia o, coloquialmente, c´amara TAMARA4, donde se han realizado todas las medidas de ionoluminiscencia a distintas temperaturas presentadas en este trabajo. A continuaci´on se desarrolla con m´as detalle la nueva c´amara de irradiaci´on junto al montaje experimental para la medida de la ionoluminiscencia y una breve descripci´on de la c´amara de la microsonda. Experimentos en la c´amara TAMARA La c´amara TAMARA se encuentra localizada al final de la l´ınea de 0◦de las l´ıneas del t´andem, a continuaci´on de la c´amara universal. Ambas c´amaras se encuentran conectadas mediante un tubo met´alico por el que se transmite el haz de iones, siendo la distancia total entre los centros de las dos c´amaras cercana a los 2 m. Una v´alvula de guillotina situada a la entrada de la c´amara se encarga de mantener el vac´ıo en la c´amara de ionoluminiscencia independientemente de las condiciones de vac´ıo de la l´ınea. TAMARA es una c´amara de dispersi´on hecha de aluminio y que tiene geometr´ıa cil´ındrica (di´ametro de 22 cm y altura de 39 cm) en cuyos laterales se encuentran varios puertos de acceso y ventanas que permiten observar el interior de la c´amara durante la realizaci´on de los experimentos en vac´ıo. La c´amara TAMARA junto a sus elementos principales se muestran en la siguiente figura (Fig.3.5). Una videoc´amara de alta resoluci´on acoplada a una de las ventanas de la c´amara permite la monitorizaci´on, en tiempo real, del interior de la c´amara, lo cual facilita la localizaci´on del haz de iones sobre la muestra siempre que esta emita radiaci´on visible. Para inhibir las posibles reflexiones de la luz en las paredes de la c´amara, el interior presenta un recubrimiento de color negro (NEXTEL-Velvet-Coating 811-21, suministrada por la empresa Mankiewicz) capaz de absorber el 98 % de la luz independientemente del ´angulo de incidencia. 4Temperature Analysis Measurements And Radiation Applications Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 62 Válvula de guillotina Sistema de control de temperaturas Camara de Ionoluminiscencia Controlador de vacío Bomba de vacio primaria Bomba turbomolecular Videocamera Puertos de medida Manometro Tubo de conexion Puertos de medida Control de los motores de posicion X-Y Valvula de venteo Figura 3.5: Vistas de la nueva c´amara de experimentaci´on (TAMARA) instalada en el CNA. El interior de la c´amara se encuentra equipado con un portamuestras rectangular (150 x 150 mm2) situado conc´entricamente y que se encuentra aislado el´ectricamente del resto de la c´amara (Fig.3.6 (a)). Portamuestras Termopares Centelleadores Sistema Calefactor (a) (b) Figura 3.6: Vista del interior de la c´amara: (a) Imagen del sistema de resistencias cer´amicas que se usa como sistema de calentamiento. (b) Imagen del portamuestras colocado en el interior de la c´amara junto a varias muestras centelleadoras. El movimiento del soporte se controla remotamente a trav´es de un sistema de motores paso a paso, capaces de proporcionar un movimiento lineal en las direcciones X-Y (2500 pasos en el software del motor corresponden a un movimiento horizontal de 1 mm en el portamuestras mientras que el movimiento de 1 mm en vertical corresponde a 4000 pasos). Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 63 Tambi´en cuenta con un sistema de giro entorno al eje Z que permite cambiar el ´angulo de incidencia del haz de iones sobre el portamuestras. Esto permite un control fino de la posici´on del haz y el gran tama˜no del soporte permite que en la c´amara se puedan analizar varias muestras centelleadoras simult´aneamente sin tener que ventear la c´amara de vac´ıo. Una manivela permite el movimiento manual de la tapa de la c´amara para su apertura y cierre. La c´amara lleva acoplada un sistema de calentamiento de muestras que permite variar las temperaturas en las muestras5desde temperatura ambiente hasta alcanzar temperaturas de 500◦C. Para ello, un m´odulo el´ectrico (fuente de alimentaci´on + controlador PID) suministra potencia a un elemento calefactor (resistencia cer´amica de NiCr con geometr´ıa en serpent´ın (Fig.3.6 (b)) capaz de alcanzar temperaturas de hasta 1000◦C) situado en el interior de la c´amara, que se calienta por efecto Joule y que por radiaci´on transmite calor al portamuestras. Un conjunto de termopares permiten la monitorizaci´on de la temperatura, a tiempo real, del centro y del borde del portamuestras, lo cual sirve como indicativo de que la temperatura se ha distribuido uniformemente sobre la superficie del soporte. Obs´ervese en ambas im´agenes el recubrimiento negro de las paredes de la c´amara. Uno de los aspectos fundamentales para llevar a cabo las medidas de ionoluminiscencia es la correcta medida de la intensidad de corriente que incide sobre la muestra, lo cual permite cuantificar el n´umero absoluto de iones incidentes. El portamuestras se puede polarizar a una tensi´on de +300 V para recolectar los electrones secundarios emitidos por el soporte al ser irradiado, lo cual hace que se pueda usar como una faraday cup para recolectar carga. A pesar de que el portamuestras puede usarse como Farady cup, al aumentar la temperatura (en particular por encima de los 300 ◦C) los electrones emitidos por efecto termoi´onico por el portamuestras no permiten medir directamente la corriente del haz en la c´amara de vac´ıo ya que la polarizaci´on no es capaz de inhibir la emisi´on de los electrones. Para medir la corriente de haz incidente y poder determinar la carga integrada (fluencia) se debe utilizar un sistema auxiliar, constituido por un portamuestras con huecos, que se encuentra instalado en la c´amara universal y un chopper calibrado conectado a un integrador de corriente digital (modelo 439 de Ortec). El procedimiento de medida se detalla en la secci´on de procedimiento experimental de este cap´ıtulo. El vac´ıo necesario en el interior de la c´amara (10−5- 10−6mbar) se consigue gracias a un sistema de bombas de vac´ıo (bomba primaria y una bomba turbomolecular) y cuenta con un medidor de presi´on incorporado. Durante la fase de testeo de la c´amara, se realizaron distintos test t´ermicos para encontrar una relaci´on entre la temperatura que se debe imponer en el horno y la temperatura que se precisaba disponer en el portamuestras. Se encontr´o que en el rango de temperaturas de operaci´on la relaci´on entre ambas es de tipo lineal. 5El aumento de temperaturas de la muestra debido al haz de iones se puede considerar despreciable. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 70 Se trata de un fosforo de composici´on SrGa2S4dopado con Europio (Eu2+) con una densidad de 3.65 g cm3. Este material es bien conocido por tener su pico de emisi´on en torno a 535 nm (emisi´on de color verde) provocado por la transici´on permitida entre los niveles 4F→5D de los iones Eu3+. Presenta una banda prohibida de 4.2 eV a 300 K y el tiempo de respuesta es muy muy corto ≈490 ns [8]. Aparte de uso en los dispositivos LED, el TG-Green se caracteriza por haber sido aplicado por primera vez como material transconductor en el detector de part´ıculas r´apidas en ASDEX Upgrade. Tambi´en se ha caracterizado otra muestra de TG- Green depositada y proporcionada por el CIEMAT y se ha utilizado para comparar las propiedades luminiscentes de ambas muestras. A lo largo de este trabajo nos referiremos a estas pantallas como muestra TGa y TGb para las correspondientes a Sarnoff y CIEMAT respectivamente. El segundo material analizado es el P46, se trata de un ´oxido de tierras rara Y3Al5O12 dopado con Cerio (Ce3+). Es denominado YAG:Ce por la empresa proveedora Proxitronic GmbH, Alemania. Se caracteriza por presentar una emisi´on luminiscente consiste en un ´unico pico ancho centrado en 550 nm consecuencia de las transiciones permitidas entre los niveles energ´eticos 5D al 4F de los iones de Ce+. La anchura de su banda prohibida es de 7.9 eV y cuenta con una respuesta temporal estimada de unos 70 ns. El P46 ha sido ampliamente aplicado a diagn´osticos de radiaci´on como microscopios electr´onicos, detectores de part´ıculas β, de rayos X y diagn´osticos de plasma de fusi´on. En particular se ha aplicado a la detecci´on de iones r´apidos en varios dispositivos como TFTR y NSTX [12, 13]. Finalmente, el centelleador P56 es un oxido de itrio Y2O3dopado con europio (Eu3+). Este material fue fabricado por AST Corporation, Inglaterra. Est´a considerado el mejor fosforo inorg´anico que emite el color rojo, adem´as presenta una eficiencia y estabilidad de emisi´on alta. El espectro de emisi´on es m´as complejo que el de los otros materiales centelleadores analizados ya que contiene las componentes luminiscentes del Eu3+ presentando varias bandas de emisi´on (debido a la transici´on 5D0→7Fi(i=0,1,2,3,4) de la impureza Eu+3, dentro de la configuraci´on 4f6.) estando la banda de emisi´on principal (m´as intensa) centrada en 611 nm (transici´on i=2). La anchura de su band prohibida es de 5.6 eV. Este material posee propiedades excelentes para ser usadas en dispositivos optoelectr´onicos, l´amparas tricolores, LCDs, ect. Aunque ha sido ampliamente usado en dispositivos de fusi´on nuclear como JET, AUG y TJ-II su respuesta temporal es demasiado lenta (1-2 ms) como para poder ser usado en las medidas de las frecuencias de las fluctuaciones MHD. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 71 A continuaci´on (Fig.3.13) se muestran las distintas muestras centelleadoras cuyas caracter´ısticas se acaban de describir. Tga P56 P46 ZnO P56 Portamuestras Tgb P43 Figura 3.13: Portamuestras mostrando las distintas pantallas luminiscentes que se han caracterizado en este trabajo. Los an´alisis se han centrado en los materiales P46 (Y3Al5O12 :Ce3+), P56 (Y2O3:Eu3+) y las dos muestras de TG-Green (SrGa2S4:Eu2+). En todos los casos analizados, las muestras fueron depositadas comercialmente por los fabricantes sobre placas de acero inoxidable de 2 mm de espesor. Esto hace que al emitir el material luz al ser excitado, las reflexiones sobre el substrato pueden contribuir a una mejora de la cantidad de luz emitida por las pantallas de centelleo. Esta configuraci´on es exactamente id´entica a su dise˜no cuando se encuentran en operaci´on en un detector de p´erdidas de iones r´apidos. Todas estas propiedades han sido proporcionadas por los proveedores de los materiales, sin embargo suelen estar caracterizadas a temperatura ambiente y magnitudes como el rendimiento absoluto, el espesor de la muestras y degradaci´on por radiaci´on de los materiales centelleadores descritos no se encuentran disponibles y son de vital importancia para su aplicabilidad como detectores absolutos de p´erdidas de iones r´apidos. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 72 3.4. M´etodo de an´alisis En este apartado se presenta la metodolog´ıa de an´alisis que se ha llevado a cabo para el c´alculo del rendimiento luminiscente de las muestras centelleadoras a partir de la informaci´on de los espectros que se han medido con el espectr´ometro. El primer paso para la medida del rendimiento consiste en determinar el n´umero total de fotones emitidos por las muestras en funci´on del tiempo. Una vez que se selecciona la especie i´onica, la intensidad de corriente del haz, la energ´ıa de las part´ıculas y la temperatura de operaci´on, se comienza a irradiar la muestra. A la hora de elegir un protocolo adecuado para realizar estas medidas, se tiene que tener en cuenta el enorme n´umero de espectros (m´as de diez mil) que se han adquirido durante el desarrollo de este trabajo. El protocolo que hemos seguido durante toda la tanda de medidas es el siguiente: Primero se pone a adquirir el espectr´ometro una vez que se ha fijado el tiempo de integraci´on, aproximadamente un segundo despu´es se deja pasar el haz de iones que incide sobre la muestra. Este procedimiento asegura el registro del primer espectro IBIL. Con el set-up experimental presentado en la secci´on previa, se obtiene en el ordenador una serie de archivos que contienen los datos relativos a los espectros de la muestra centelleadora. Estos espectros no constituyen una medida directa del n´umero de fotones que se est´an emitiendo por parte de la muestra centelleadora como respuesta a la excitaci´on por bombardeo i´onico. Los archivos procesados tienen dos columnas: en una aparece la longitud de onda y en la otra el n´umero de cuentas que se producen en la CCD para cada longitud de onda. Es por tanto imprescindible tratar los datos para obtener el n´umero de fotones totales emitidos por el material luminiscente. El proceso, que se realiza para cada espectro adquirido, es el siguiente: Los espectros son adquiridos por el espectr´ometro, para los cuales ajustamos el tiempo de integraci´on ∆t[s]. Con la configuraci´on fijada, el espectr´ometro procesa la informaci´on de la siguiente manera: Durante el intervalo de tiempo que va desde 0 hasta ∆tintegra, es decir cuenta, el n´umero de fotones que han llegado al detector CCD a una longitud de onda especifica λ, y lo hace para un rango de longitudes de onda que van de aproximadamente 200 nm a 1000 nm. Posteriormente transforma esos fotones en un determinado n´umero de cuentas que es proporcional a la ganancia con la que opera el detector y el factor de conversi´on anal´ogico-digital que transforma la carga recolectada en una se˜nal digital. Para poder calcular el n´umero de fotones de un espectro, el primer paso consiste en sustraer el fondo para obtener una tasa de recuentos real. Para ello se selecciona una regi´on de longitudes de onda (∆λ) donde no exista respuesta luminiscente por parte del material y se promedia el valor del fondo en dicha regi´on (∆I), el cual posteriormente se substrae del espectro completo para corregirlo. Este procedimiento se ha aplicado de manera autom´atica en todo el conjunto de medidas realizadas. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 73 Un ejemplo de la correcci´on del fondo en un espectro real se muestra en la Fig.3.14 DI Dl Espectro sin corregir Espectro corregido Longitud de Onda (nm) 800700600500400300 Longitud de Onda (nm) 800700600500400300 800 600 400 200 0 Intensidad (cuentas) 800 600 400 200 0 Intensidad (cuentas) Figura 3.14: M´etodo de correcci´on del fondo para el espectro de la muestra de TG-Green irradiado con iones de deuterio a 2 MeV a la temperatura de 100◦C. N´otese como tras la correcci´on la l´ınea base del espectro se sit´ua entorno a las cero cuentas. Una vez que se tiene corregido los espectros del fondo se consideran las siguientes variables: •Nγ(λk)≡N´umero total de fotones de longitud de onda λkemitidos por el centelleador durante un intervalo de tiempo ∆t. •NF O γ(λk)≡N´umero total de fotones con longitud de onda λkemitidos por el centelleador durante un intervalo de tiempo ∆tque llegan a la fibra ´optica. Como es l´ogico se verifica Nγ(λk)> NF O γ(λk) •NP C Cuentas(λk)≡N´umero total de cuentas registradas y corregidas en el espectro que est´an asociadas a los fotones con longitud de onda λkque atraviesan la CCD durante un intervalo de tiempo ∆t. Para obtener la relaci´on entre el n´umero de fotones que inciden sobre la entrada de la fibra ´optica (NF O γ(λk)) y el n´umero de cuentas registradas en el PC (NP C Cuentas(λ)) se debe hacer uso del espectro de calibraci´on en rendimiento que se realizado con la l´ampara calibrada de tungsteno. Una vez que los fotones llegan a la fibra deben propagarse por ella (atenu´andose la se˜nal por el hecho de que la transmisi´on de la fibra es una funci´on de la longitud de onda), entrar en el espectr´ometro (donde la slit de entrada juega tambi´en un papel importante en la atenuaci´on de fotones mediante su geometr´ıa, haciendo que no todos los fotones que llegan al final de la fibra ´optica puedan entrar en el espectr´ometro) y ser procesados donde tambi´en pueden haber una perdidas inherentes al sistema del espectr´ometro al separar el haz de fotones en sus respectivas componentes espectrales. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 74 Finalmente la eficiencia cu´antica de los pixeles del array del detector y el procesado electr´onico pueden modificar la medida absoluta de la se˜nal. Por tanto este espectro de calibraci´on representa la calibraci´on ´optica del sistema de adquisici´on (fibra ´optica + espectr´ometro), proporcionando el factor correctivo para cada longitud de onda, denotado por Corr(λk). Al multiplicar cada espectro medido por el espectro de calibraci´on, se obtiene un espectro que representa la energ´ıa total depositada en cada pixel del array: Edep(λk) = Corr(λk)·NP C Cuentas(λk) Si consideramos que la energ´ıa de un fot´on de longitud de onda λkes7γ(λk) = hc λk, el n´umero de fotones de cada longitud de onda que han llegado a la entrada de la fibra se puede obtener dividiendo el espectro de energ´ıa depositada entre la energ´ıa de cada fot´on a su correspondiente longitud de onda: NF O γ(λk) = Edep(λk) γ(λk)·∆t=1 hc ·∆tCorr(λk)·NP C Cuentas(λk)·λk En la expresi´on anterior se ha normalizado por el tiempo de integraci´on para obtener la tasa de fotones que llegan a la fibra. La relaci´on entre el n´umero de fotones emitidos por la muestra y el n´umero de fotones que llegan a la fibra ´optica queda determinada por la geometr´ıa de adquisici´on de la luz. Si se considera que el material centelleador emite de forma is´otropa (Ωemi = 4π), ´unicamente aquella porci´on de la emisi´on de luz que se encuentre dentro del ´angulo solido Ω sustentado por la entrada de la fibra ´optica con respecto al centelleador ser´a recogida por la fibra para poder transmitir el flujo luminiscente. La fibra ´optica se encuentra situada a una distancia d≈242 mm del centro del material luminiscente y cuenta con un di´ametro φ= 1 mm. En todo momento se considera que la incidencia de los fotones emitidos es normal a la entrada de la fibra. Con esta correcci´on geom´etrica (independiente de la longitud de onda), la tasa de fotones a cada longitud de onda emitida por la muestra centelleadora viene dado seg´un la expresi´on: Nγ(λk) = 4π ΩNF O γ(λk) = 4π Ω·hc ·∆tCorr(λk)·NP C Cuentas(λk)·λk 7El producto de hc es ≈1240 eV nm Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 75 Por definici´on, el angulo solido Ω de un cono con ´angulo en el v´ertice 2θ, es el ´area de un casquete esf´erico en una esfera unitaria, su valor se encuentra mediante el c´alculo de la integral doble usando el elemento de superficie de la unidad en coordenadas esf´ericas: Ω = Z2π 0Zθ 0 sin θ0dθ0dφ = 2π[−cos θ0]θ 0= 2π(1 −cos θ)≈2π1−(1 −θ2 2)≈πθ2 en la expresi´on anterior se ha tenido en cuenta la aproximaci´on para ´angulos peque˜nos cos(θ)≈1−θ2 2. Esta aproximaci´on es v´alida considerando que la fuente emisora (centelleador) es puntual, en nuestro caso la distancia a la que se encuentra la fibra ´optica con respecto al di´ametro de la misma nos permite hacer esta aproximaci´on. En el setup experimental tenemos que: Ω≈πθ2≈π 4 φ2 d2= 1,34 ·10−5sr Finalmente, para obtener la tasa absoluta de fotones emitidos se integra el espectro de la tasa de fotones dentro de una regi´on de inter´es (ROI→λ∈[λ1, λ2]) definida para cada material. Γfotones = λ2 X λ=λ1 Nγ(λ) = 4π Ω·hc ·∆t λ2 X λ=λ1 (λ·NP C Cuentas(λ)·Corr(λ)) A continuaci´on se muestra un ejemplo de los pasos explicados en el m´etodo de an´alisis para transformar el espectro original medido en la tasa de ionoluminiscencia (iones/s) emitidos por la muestra centelleadora (Fig.3.15). Una vez que se tiene determinada la tasa absoluta de fotones que est´a emitiendo la muestra centelleadora, el siguiente paso para el c´alculo del rendimiento es la determinaci´on de la tasa de iones que ha provocado dicha emisi´on, es decir el n´umero de iones por unidad de tiempo incidentes en la muestra. La t´ecnica de ionoluminiscencia es muy sensible a las variaciones de intensidad del haz de iones incidentes. Durante los experimentos de irradiaci´on, lo aconsejable es que la intensidad de corriente sea lo m´as estable posible sin embargo el haz de iones puede sufrir fluctuaciones de intensidad (de hasta 1 nA) a lo largo de una medida. Estos cambios tienen un efecto directo sobre la cantidad de luz que emiten los materiales centelleadores y no deben confundirse con la variaci´on de la cin´etica de emisi´on de los materiales analizados. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 76 (c c) (a) (b) (d) 80 60 40 20 0 Intensidad (Cuentas) 480 500 520 540 560 580 600 480 500 520 540 560 580 600 480 500 520 540 560 580 600 480 500 520 540 560 580 600 Longitud de Onda (nm) Longitud de Onda (nm) Longitud de Onda (nm) Longitud de Onda (nm) -9 1.6x10 -9 1.7x10 -9 1.5x10 -9 1.4x10 Factor de Calibración (mJ/Cuenta) -8 6.0x10 -8 4.0x10 -8 2.0x10 0 -7 1.2x10 -7 1.0x10 -8 8.0x10 Energia Depositada (mJ) Tasa (fotones/s) 11 5.0x10 12 1.0x10 12 1.5x10 12 2.0x10 12 2.5x10 0 Cada punto corresponde a un espectro integrado Tiempo (s) 806040200 14 G (·10 fotones/s) g 3.0 2.5 2.0 1.5 3.5 1.0 0.5 0.0 (e) Figura 3.15: Esquema general para el c´alculo de la tasa absoluta de fotones emitidas por una muestra centelleadora: (a) Espectro original de emisi´on de una muestra centelleadora obtenido con el espectr´ometro durante un tiempo de integraci´on ∆t. (b) Espectro de calibraci´on del espectr´ometro en la ROI de la muestra, (c) Energ´ıa depositada para cada longitud de onda y (d) espectro absoluto de emisi´on de la muestra centelleadora que representa la tasa de fotones emitidos a cada longitud de onda. (e) Tasa absoluta de fotones emitidas por la muestra centelleadora. Cada punto experimental se obtiene de la integraci´on del espectro de la tasa de fotones. Por ello en los experimentos de IBIL es necesario monitorizar la evoluci´on en tiempo real del haz de iones para determinar el rendimiento y adem´as poder discriminar si una variaci´on en la emisi´on de luz es consecuencia de una variaci´on del haz o debidos a los da nos por radiaci´on. Durante las medidas de ionoluminiscencia a altas temperaturas no es posible una medida correcta de la intensidad de corriente del haz en el portamuestras de la c´amara debido al efecto termoi´onico como se discuti´o en el montaje experimental. La soluci´on a este problema est´a en medir la intensidad del haz antes de que ´este llegue a la c´amara de vac´ıo, como se muestra en el esquema de la Fig.3.16. En ´el se observa que antes de llegar a la c´amara de vac´ıo, el haz de iones pasa por dos recintos. En el primero de ellos tenemos un chopper rotatorio, un dispositivo que corta el haz un n´umero de veces por segundo y el otro recinto es la c´amara universal. De esta manera se puede medir la corriente del haz de forma paralela usando dos integradores de corriente, uno conectado al chopper y otro conectado a un portamuestras con huecos que se encuentra en la c´amara universal. Este procedimiento de medida se basa en el hecho de que entre la c´amara universal y la nueva c´amara de ionoluminiscencia no hay p´erdida de intensidad en el haz de iones, es decir IT amara =IUniversal, como se ha comprobado haciendo medidas en paralelo, a temperatura ambiente, entre ambas c´amaras. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 77 Bomba de Vacío Portamuestras Camara de Vacío Aire Horno Calefactor Camara TAMARA Termopares Camara UNIVERSAL Válvula de Guillotina Haz de Iones + + ++ H ,D ,He Colimador Chopper Acelerador 3.0 MeV Van der Graaf Portamuestras Figura 3.16: Montaje experimental para determinar la corriente del haz de iones que llega a la c´amara TAMARA. El m´etodo experimental para la medida de la intensidad, que hemos utilizado en este trabajo, es el siguiente: 1. En primer lugar, se deja pasar un n´umero N preestablecido de pulsos, (cada uno con una carga Q= 10−10C) hasta el portamuestras, situado en la c´amara universal, y a la vez se mide el tiempo t que se tarda en detectar esos pulsos. Esto proporciona la una intensidad de haz que llega a la c´amara universal IUniversal =N·Q t 2. Simult´aneamente a la medida anterior, el chopper, que se encuentra situado a la entrada de la c´amara universal y polarizado a -50 V, est´a conectado a un integrador de corriente digital (modelo 439 de Ortec) que registra la corriente de haz que incide sobre el chopper, que ser´a proporcional a la transmitida a la c´amara universal. La intensidad registrada en el chopper durante esta medida se denomina IChopper. 3. Con los valores de intensidad que se obtienen del paso anterior, es posible establecer la proporcionalidad entre la intensidad medida en la c´amara universal y la medida en el chopper. Υ = IUniversal IChopper 4. A continuaci´on, mediante un sistema de motores, se procede a mover el portamuestras de la c´amara universal para que el haz pase por uno de los huecos presentes en el portamuestras y el haz consiga llegar hasta el centelleador que se pretende caracterizar, localizado en la c´amara TAMARA. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 78 En esta configuraci´on, la intensidad del haz que llega al chopper ICounter es registrada en todo momento gracias a un sistema de adquisici´on de datos que permite monitorizar en tiempo real la corriente del haz en un ordenador, por lo que podemos conocer el flujo de iones que recibe la muestra centelleadora a partir de las medidas registradas en el chopper y utilizando el factor de proporcionalidad Υ. Durante una medida real, la corriente de iones que llegan a la muestra centelleadora en la c´amara TAMARA, se estim´o a partir de la medida de la corriente en el chopper mediante la siguiente expresi´on: IT AMARA = Υ ·ICounter =IUniversal IChopper ·ICounter N´otese que tanto IChopper como ICounter se determinan en el chopper. Una vez que se determina correctamente la intensidad del haz de iones, la tasa de iones que est´an incidiendo en el material (iones/s) se obtiene de manera inmediata. Sabemos que la intensidad de corriente es el flujo de carga el´ectrica por unidad de tiempo, de forma que a partir de la medida de la carga integrada, el n´umero de iones por segundo que estas incidiendo sobre las muestras centelleadoras viene dado por la siguiente expresi´on: Γionesiones s=Icentelleador η|e| En esta expresi´on ηes el estado de carga de los iones incidentes, e la carga del electr´on (1.602e−19 C), Icentelleador es la intensidad de corriente del haz estimada. Una vez que se ha obtenido el n´umero de fotones por unidad de tiempo emitidos por el centelleador y estimado el n´umero de iones que por unidad de tiempo est´an impactando en el centellador, la expresi´on final para determinar el rendimiento absoluto de los centelleadores (n´umero de fotones emitidos entre n´umero de iones incidentes) viene dada por: fotones ion =<Γfotones > <Γiones > En la Fig3.17 se muestra un ejemplo de la evoluci´on temporal del n´umero de iones por segundo del haz de iones incidiendo sobre una muestra centelleadora y la emisi´on de luz (fotones/s) emitida por la muestra centelleadora. En el ejemplo mostrado el rendimiento presenta un valor estimado de aproximadamente 20000 fotones/ion. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 79 0 20 40 60 80 10 Corriente de Iones (·10 iones/s) 3.0 2.5 2.0 1.5 1.0 0.5 0.0 Tiempo (s) (a) 0 20 40 60 80 14 Tasa de fotones (·10 fotones/s) 6.0 5.0 4.0 2.0 3.0 1.0 0.0 Tiempo (s) c) (b Figura 3.17: (a) Evoluci´on temporal de la corriente medida durante un experimento de irradiaci´on con H+.(b) Evoluci´on temporal de la emisi´on luminiscente de la muestra centelleadora sometida a esa irradiaci´on. N´otese (regi´on discontinua negra en ambas figuras) como una fluctuaci´on de la intensidad del haz est´a perfectamente correlacionada con un cambio en la emisi´on de luz por parte del material centelleador. 3.5. Resultados 3.5.1. Espectros de emisi´on de los materiales centelleadores La caracterizaci´on de los materiales centelleadores bajo estudio: SrGa2S4:Eu2+,Y2O3:Eu3+ yY3Al5O12 :Ce3+ se llevaron a cabo en la c´amara TAMARA con el set-up experimental descrito anteriormente. Las excitaciones y las medidas simultaneas de los espectros de emisi´on se han realizado mediante irradiaci´on, en incidencia normal, con iones ligeros de H+, D+y He++ con energ´ıas entre 1-3.5 MeV a temperatura ambiente. Las dos primeras especies i´onicas fueron seleccionadas por ser los iones m´as relevantes en los actuales dispositivos de fusi´on nuclear mientras que los n´ucleos de helio ser´an las part´ıculas suprat´ermicas dominantes en reactores como ITER. Las intensidades de corriente de haz seleccionadas para irradiar las distintas muestras centelleadoras se mantuvo constante en torno a 1-2 nA para la determinaci´on del rendimiento y evitar un posible calentamiento de la muestra. El haz de iones estaba limitado a un tama˜no de 1 a 3 mm. En todos los casos analizados, se ajust´o el espectr´ometro con un tiempo de integraci´on entre 0.2 y 2 s, dependiendo de la muestra para adquirir los espectros y se irradiaron durante tiempos cortos (<30s) para evitar la disminuci´on en la emisi´on de luz debido al da˜no i´onico por lo que los espectros se manten´ıan estables. Con el fin de comprobar la reproducibilidad de nuestras mediciones en algunos test se ha realizado, al menos, dos irradiaciones en cada energ´ıa analizada. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 86 Energia (MeV) 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 5 1.2x10 Rendimiento (fotones/ion) 5 1.0x10 4 8.0x10 4 4.0x10 4 2.0x10 4 6.0x10 0 P46 TGA P56 TGB Figura 3.26: Rendimiento absoluto de ionoluminiscencia en funci´on de la energ´ıa del haz de iones para las diferentes muestras centelleadoras irradiadas con un haz de 1 nA de iones de deuterio. Energia (MeV) 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 Rendimiento (fotones/ion) 5 1.0x10 4 8.0x10 4 4.0x10 4 2.0x10 4 6.0x10 5 1.2x10 P46 TGA P56 TGB 0 Figura 3.27: Rendimiento absoluto de ionoluminiscencia en funci´on de la energ´ıa del haz de iones para las diferentes muestras centelleadoras irradiadas con un haz de 1 nA de part´ıculas alfas. De los resultados experimentales podemos observar que la muestra TGb presenta la mayor eficiencia para protones e iones de deuterio mientras que para part´ıculas alfas los rendimientos son muy similares para las muestras TGa, TGb y P56. Por otro lado, el P46 es el centelleador que muestra la menor eficiencia de todas las muestras analizadas, con una respuesta luminiscente de uno o dos ´ordenes de magnitud m´as peque˜na en comparaci´on con los otros materiales. Los rendimientos de ionoluminiscencia para los tres tipos de iones utilizados se encuentran en el rango de 4 ×104a 1 ×105fotones/ion para las muestras TGa, TGb y P56. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 87 Sin embargo, el comportamiento con la energ´ıa del haz no es el mismo para todas las especies, obteni´endose que para las particular alfas el rendimiento siempre aumenta con la energ´ıa en el rango energ´etico estudiado, mientras que para las pruebas realizadas con protones y deuterones la respuesta disminuye para la irradiaci´on con las energ´ıas m´as altas. 3.5.5. Interpretaci´on de los resultados del rendimiento: El modelo de Birk En el trabajo llevado a cabo por Boivin et al se establece que el rendimiento de los materiales luminiscentes al bombardeo i´onico es proporcional a la energ´ıa depositada (Edep) por los iones incidentes, es decir dY dx =SdE dx →Y∝Edep. En esta expresi´on, dY representa la cantidad de luz producida al recorrer la part´ıcula cargada un tramo diferencial de longitud dx dentro del material, dE dx es el poder de frenado de los iones incidentes al ir atravesando el material, es decir la perdida de energ´ıa del ion por unidad de longitud recorrida debida a las colisiones y S es una constante de proporcionalidad. Los resultados experimentales obtenidos en esta tesis muestran, sin embargo, que para una deposici´on de energ´ıa concreta dentro del material, se obtienen mayores rendimientos para las part´ıculas que presentan un menor poder de frenado. Este resultado pone de manifiesto que no solo es importante la cantidad de energ´ıa que se entrega al material en su excitaci´on sino tambi´en como se deposita esta energ´ıa. En la Fig.3.28 se puede observar como part´ıculas alfas de 570 keV incidiendo sobre el TG-Green presentan un rango9de 2.5 µm, por lo cual se frenan dentro del material y ceden toda su energ´ıa mientras que iones de deuterio a 1.5 MeV logran atravesar el espesor del material, cediendo ´unicamente una fracci´on de su energ´ıa. De nuestros resultados experimentales, podemos observar que el rendimiento en ambos casos es diferente y, sin embargo, la energ´ıa depositada por ambas especies es la misma. La conclusi´on que se extrae del hecho de que part´ıculas con mayor poder de frenado reduzcan la emisi´on de luz para una energ´ıa depositada es que las part´ıculas m´as ionizantes producen un da˜no progresivo del centelleador, dando lugar a un quenching que inhibe la emisi´on de luz. Teniendo en cuenta los resultados anteriores y con el fin de determinar las curvas generales absolutas de ionoluminiscencia para todos las especies i´onicas y todas las energ´ıas, se ha adaptado los resultados experimentales del rendimiento a un modelo te´orico con el objetico de hacer predicciones. Existen varios modelos de ionoluminiscencia reportados en la literatura para calcular la respuesta luminiscente (fotones/ion) de los materiales centelleadores bajo irradiaci´on con part´ıculas cargadas. 9El poder de frenado as´ı como el rango de los iones en la materia se han obtenido mediante simulaciones con el c´odigo SRIM (The Stopping and Range of Ions in Matter). Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 88 E -dE 1 Muestra Solida Ion Incidente M1Z1E1 M0Z0 Espesor (a) (b) Longitud recorrida (mm) Poder de Frenado (eV/A) 40 30 20 10 0 02468 + He 570 keV + D 1500 keV R=2.5 mm Figura 3.28: (a) Part´ıculas cargadas de energ´ıa E1que atraviesan un medido material salen con energ´ıa E2< E1. (b) Poder de frenado en funci´on de la longitud recorrida para iones de deuterio a 1.5 MeV (azul) y part´ıculas alfas a 0.57 MeV (rojo) incidiendo sobre la muestra de TG-Green de 9µm. En los recuadros se puede observar la distribuci´on de iones para cada una de las especies. Aunque una descripci´on te´orica del fen´omeno de la ionoluminiscencia es un proceso complejo todos estos modelos tienen en com´un que la emisi´on de luz de los materiales presenta una dependencia con la energ´ıa depositada por la part´ıcula a trav´es del poder de frenado e intentan describir los distintos mecanismos de quenching presentes en el material. Uno de los primeros modelos desarrollados, que constituye el modelo m´as simple y popular, es el modelo de Birk: dY dx =S dE dx 1 + kBdE dx En dicho modelo Birk estableci´o que la emisi´on de luz se basa en un compromiso entre el n´umero de excitaciones generadas por la radiaci´on incidente (que presenta cierta dependencia con la energ´ıa depositada) y aquellos mecanismos de da˜no de las mol´eculas del material que se materializan en procesos en los que la desexcitaci´on no lleva asociada la emisi´on de radiaci´on electromagn´etica tras haber sido ionizado el material centelleador por el paso de las part´ıculas cargadas. En esta expresi´on, dY representa la cantidad de luz producida al recorrer la part´ıcula cargada un tramo diferencial de longitud dx, dE dx es el poder de frenado de los iones incidentes al ir atravesando el material, S es una constante que expresa la eficiencia absoluta del centelleador y kBes un t´ermino no lineal que tiene en cuenta aquellos procesos que inhiben la emisi´on de luz (quenching). Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 89 Como puede observarse del modelo, la respuesta luminiscente de los materiales centelleadores no es lineal con la energ´ıa y no depende exclusivamente de la energ´ıa depositada por el ion al atravesar el material. Aunque este m´etodo se defini´o originalmente para los centelleadores org´anicos, varias obras apoyan el uso y la validez de esta regla para otros tipos de centelleadores. El rendimiento luminoso total generado por una part´ıcula viene dado por la integraci´on de la ecuaci´on del modelo de Birk: Y=ZL 0 SdE dx 1 + kBdE dx dx Para poder encontrar los valores de S y kBpara cada material y poder obtener el rendimiento con iones a bajas energ´ıas, se ha realizado un ajuste del modelo al conjunto de datos experimentales en el rango de energ´ıas del MeV bajo las siguientes asunciones: En el caso de que el poder de frenado de los iones incidentes sea peque˜no, la expresi´on del modelo de Birk, se puede simplificar a la expresi´on: dY dx ≈SdE dx →Y=Z∆ 0 SdE dx dx =SEdep donde ∆ es la distancia recorrida por el ion dentro del material y que, despu´es del proceso de integraci´on, relaciona el rendimiento luminiscente con la energ´ıa depositada en la muestra. Se puede observar que para poderes de frenado bajos el rendimiento luminiscente es directamente proporcional a la energ´ıa depositada por el ion. De nuestro conjunto de datos experimentales, las part´ıculas cargadas que presentan el menor poder de frenado son los protones a 3 MeV, de modo que la constante S del modelo de Birk se obtiene, en primera aproximaci´on, utilizando los valores de rendimiento de ionoluminiscencia para ese valor de energ´ıa con protones. Por otro lado, del conjunto de datos experimentales, las part´ıculas que presentan el mayor poder de ionizaci´on son los n´ucleos de He con energ´ıas de 575 keV, con un poder de frenado grande la f´ormula de Birk se puede simplificar como: dY dx ≈S kB→Y=Z∆ 0 S kB dx =S kB ∆ donde ∆ es la distancia recorrida por el ion dentro del material. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 90 De las expresiones anteriores se puede observar que los par´ametros SykBdel modelo se pueden obtener conociendo la distancia recorrida por los iones en los materiales analizados y la energ´ıa depositada en los mismos. Para obtener los valores del rango de los iones en la materia en funci´on de la energ´ıa, simulaciones con el c´odigo SRIM se han llevado a cabo para las muestras analizadas y todas las especies i´onicas utilizando la composici´on y los espesores encontrados por RBS y la microsonda. En cada caso, se ha obtenido el poder de frenado dE dx usando SRIM, y mediante integraci´on, el rango se puede obtener como: R=−ZE 0 1 dE dx dE En la expresi´on anterior, R es el rango del ion, y Ela energ´ıa incidente. En la Fig.3.29 se muestran los resultados obtenidos para el TG-Green: 10000 8000 6000 4000 2000 0 600 400 200 0 20 40 60 80 100 0.8 0.0 0.4 Energia (keV) Rango (mm) + H + He + D DEUTERIO 100 keV HIDROGENO 100 keV ALFAS 100 keV Profundidad en la muestra Profundidad en la muestra Profundidad en la muestra Figura 3.29: Distribuci´on de 5000 iones con energ´ıa de 100 keV que han incidido normalmente sobre la muestra de TG-Green. La simulaci´on se realiz´o con el c´odigo SRIM para (a) deuterio, (b) protones y (c) part´ıculas alfas. La grafica (d) muestra la dependencia del rango de los iones en el material en funci´on de energ´ıa inicial. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 91 Se observa que las part´ıculas alfas son las m´as ionizantes ya que al perder mayor cantidad de energ´ıa que el resto de las especies i´onicas se frenan antes y por tanto son las que presentan un rango m´as peque˜no para las energ´ıas de inyecci´on consideradas. Los protones y los iones de deuterio de deuterio presentan un recorrido mayor dentro del material. Mediante simulaciones con SRIM tambi´en se han estudiado la energ´ıa depositada en funci´on de la energ´ıa incidente para todas las especies i´onicas y todos los materiales estudiados en este trabajo. Por definici´on, la energ´ıa depositada por un ion en una muestra viene definida por Edep =−R∆ 0 dE dx dx. En el modelo de Birk se observ´o que la energ´ıa depositada era uno de los par´ametros que se deb´ıa cuantificar, y este a su vez depende del espesor del material. En la Fig.3.30 se presenta los valores de la energ´ıa depositada en funci´on de la energ´ıa incidente por todas las especies sobre el TG-Green de 9µm. 3.02.52.01.51.00.0 0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 Energia Depositada (MeV) ++ He + H + D Energía del Haz (MeV) Figura 3.30: Energ´ıa depositada en el medio en funci´on de la energ´ıa de los iones incidentes en la muestra TG-Green. Se presentan los resultados para las tres especies i´onicas usadas en los test de irradiaci´on. Como se puede observar existe un rango de energ´ıas que van desde el origen de energ´ıas hasta aproximadamente 0.6 MeV donde las tres especies i´onicas depositan toda su energ´ıa en el material centelleador. A partir de 0.6 MeV se muestra que para iones H+la energ´ıa depositada va disminuyendo a medida que aumenta la energ´ıa, esto pone de manifiesto que a energ´ıas superiores a aproximadamente 0.6 MeV los protones son capaces de atravesar el espesor del material y por tanto no depositan toda su energ´ıa. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 92 En el caso de los iones de deuterio el comportamiento lineal desaparece para energ´ıas superiores a aproximadamente 1 MeV, mientras que en el caso de las part´ıculas alfas, dada el espesor del centelleador y el rango de energ´ıas estudiado no llegan a atravesar el material centelleador y por tanto depositan toda su energ´ıa en el material, lo cual queda puesto de manifiesto en el comportamiento lineal de la energ´ıa depositada en todo el rango de energ´ıas. En el resto de las muestras centelleadoras analizadas se encontr´o que todas las muestras son lo suficientemente gruesas para detener completamente las part´ıculas alfas en el rango de energ´ıas analizadas lo cual explica el aumento continuo del rendimiento de ionoluminiscencia que se observa en la Fig.3.27. A medida que aumenta la energ´ıa de los iones incidentes sobre el material, estos son capaces de penetrar a mayor profundidad en el centelleador y esto permite activar un mayor n´umero de centros de luminiscencia para emitir fotones. Como resultado, el rendimiento presenta un aumento con la energ´ıa. Sin embargo, para protones y deuterones, dependiendo de su energ´ıa, pueden penetrar a trav´es de la toda la muestra y se detienen en el sustrato de acero inoxidable, lo cual explica que a partir de una determinada energ´ıa se atraviese el material, la energ´ıa depositada sea menor lo que conduce a una menor eficiencia del rendimiento de la ionoluminiscencia. En la Tabla 3.3 se recopilan los resultados para S y kBobtenidos para todos los materiales analizados. Muestra P46 P56 TGa TGb S ( γ ioneV ) 0.051 0.083 0.179 0.100 kB( 1015at cm2 eV ) 0.13 0.03 0.05 0.03 Cuadro 3.3: Valores de los par´ametros S y kBdel modelo de Birk obtenidos a partir del ajuste de nuestros datos experimentales. Como ejemplo, en las Fig.3.31 se muestran los rendimientos experimentales frente a la energ´ıa de los iones para las muestras TGa y TGb junto a sus resultados te´oricos calculados con el modelo de Birk para las distintas especies i´onicas. Para obtener el rendimiento te´orico, el modelo de Birk se ha integrado a lo largo de la trayectoria del ion para cada energ´ıa, teniendo en cuenta el espesor de la muestra y su poder de frenado. En general, para las muestras de P46, TGa y TGb los rendimientos ionoluminiscentes para todas las especies i´onicas y las energ´ıas analizas se pueden reproducir mediante el modelo de Birk con una diferencia inferior al 10 % (valor medio). Para la muestra P56, el modelo de Birk no reproduce con exactitud todos los valores experimentales aunque para protones y deuterones los resultados son similares a los de los otros centelladores. Finalmente para el caso de las part´ıculas alfas los datos calculados presentan una sobrestimaci´on de aproximadamente el 30 % respecto a los resultados experimentales. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 93 Datos Experimentales Modelo de Birks Energia (MeV) 3.53.02.52.0 1.51.0 0.50.0 Rendimiento (fotones/ion) 4 3.0 x 10 4 3.5 x 10 4 4.0 x 10 4 4.5 x 10 4 5.0 x 10 4 5.5 x 10 4 6.0 x 10 Datos Experimentales Modelo de Birks Energia (MeV) 3.5 3.02.5 2.0 1.5 1.0 0.5 0.0 Rendimiento (fotones/ion) 4 2.0 x 10 4 3.0 x 10 4 4.0 x 10 4 5.0 x 10 4 6.0 x 10 4 1.0 x 10 0 + H @9 mm+ D @9 mm Datos Experimentales Modelo de Birks Energia (MeV) 3.53.02.52.0 1.51.0 0.50.0 Rendimiento (fotones/ion) 4 2 x 10 4 4 x 10 0 4 6 x 10 4 8 x 10 5 1 x 10 + He @9 mm + H @40 mm+ He @40 mm Energia (MeV) 3.53.02.52.0 1.51.0 0.50.0 Datos Experimentales Modelo de Birks Rendimiento (fotones/ion) 4 4.0 x 10 4 6.0 x 10 4 8.0 x 10 5 1.0 x 10 5 1.2 x 10 4 2.0 x 10 0 + D @40 mm Datos Experimentales Modelo de Birks Energia (MeV) 3.53.02.52.0 1.51.0 0.50.0 Rendimiento (fotones/ion) 4 2.0 x 10 4 4.0 x 10 4 6.0 x 10 4 8.0 x 10 5 1.0 x 10 5 1.2 x 10 0.0 Datos Experimentales Modelo de Birks Rendimiento (fotones/ion) 4 4.0 x 10 4 6.0 x 10 4 8.0 x 10 5 1.0 x 10 5 1.2 x 10 4 2.0 x 10 0 Energia (MeV) 3.53.02.5 2.0 1.5 1.0 0.50.0 Figura 3.31: Rendimiento experimental (negro) y calculado (rojo) mediante el modelo de Birk para protones, deuterio y part´ıculas alfas de las muestras centelleadoras TGa (9µm) y TGb (40µm). Las barras de errores asociadas a los datos experimentales son del 5 % (≈1σ). En resumen el rendimiento absoluto de ionoluminiscencia en t´erminos de fotones por ion puede ser bien reproducidos usando la ley de Birk para los f´osforos P46, P56 y ambos TG-Green para protones, deuterones y part´ıculas alfa en el rango de energ´ıas entre 575 keV y 3 MeV gracias a los par´ametros S y kBobtenidos. Se encontr´o que el rendimiento no es lineal con la energ´ıa depositada en los materiales. Por lo tanto, este modelo puede emplearse para predecir la respuesta ionoluminiscente de las muestras para otros iones y/o energ´ıas de inter´es, como por ejemplo haces con energ´ıa alrededor de 100 keV que constituyen un l´ımite superior para las energ´ıas de los iones r´apidos con los que se puede poblar el plasma gracias al calentamiento mediante haces de inyectores neutros en AUG y cuyas energ´ıas no son accesibles en nuestro acelerador. A parte de las circunstancias que se han comentado anteriormente, existe una raz´on de peso para el ajuste de los datos experimentales a un modelo te´orico. Debido a las caracter´ısticas f´ısicas del acelerador t´andem del CNA, no ha sido posible realizar medidas del rendimiento con energ´ıas inferiores a 100 keV (energ´ıa t´ıpica de los iones r´apidos generados por los inyectores de haces neutros en AUG). A energ´ıas tan bajas, la inestabilidad del terminal y las fluctuaciones de la corriente del haz de iones no permiten realizar medidas de ionoluminiscencia de manera controlable y/o reproducible. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 94 3.5.6. Rendimiento de los materiales centelleadores en funci´on de la temperatura Los espectros de ionoluminiscencia de los dos centelleadores estudiados se tomaron irradiando las muestras con diferentes especies i´onicas, en un rango de energ´ıas de 1 MeV a 3.5 MeV y bajo diferentes temperaturas de operaci´on (hasta 500◦C). En todos los casos analizados, se ajust´o el espectr´ometro con tiempo de integraci´on de 1s para adquirir los espectros. Para poder obtener un valor absoluto del rendimiento todos los espectros se normalizaron por la intensidad de corriente del haz. Las mediciones se realizaron cuando el centelleador se estabiliz´o a la temperatura de operaci´on y antes de que el rendimiento de la luz comenzara a degradarse. La Fig.3.32 y la Fig.3.33 muestran los espectros medidos para el centelleador TG-Green y P56, respectivamente, al ser excitados con un haz de deuterio de 3 MeV para diferentes temperaturas. En las figuras anteriores, los espectros se Longitud de Onda (nm) 500 550 600 1.0 0.8 0.6 0.4 0.0 Rendimiento Normalizado 0.2 Temperatura Ambiente 200 ºC 300 ºC 400 ºC 500 ºC Longitud de Onda (nm) 500 550 600 Rendimiento Normalizado 0.01 0.02 0.03 0.04 0.00 Figura 3.32: Espectros de ionoluminiscencia normalizados del centelleador TG-Green para diferentes temperaturas de funcionamiento entre la temperatura ambiente y 500◦C. encuentran normalizados con respecto al m´aximo del espectro de emisi´on a temperatura ambiente. Para el material TG-Green, se puede observar que la emisi´on de luz disminuye r´apidamente con la temperatura de operaci´on. En todos los casos, el espectro medido presenta un pico amplio alrededor de 535 nm (2.32 eV) a temperatura ambiente y no se observ´o desplazamiento en la longitud de onda del m´aximo de emisi´on con el aumento de la temperatura de operaci´on. Esto es indicativo de que la temperatura no afecta a la configuraci´on de los niveles de energ´ıa de la banda prohibida (gap) de la muestra. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 95 Se observaron resultados similares para la irradiaci´on con protones y part´ıculas alfa. El espectro de la muestra P56 presenta diferentes bandas de emisi´on, con la emisi´on principal centrada alrededor de 611 nm (2.03 eV). Su rendimiento luminiscente tambi´en presenta una disminuci´on gradual con la temperatura para todas las bandas (se ha comprobado que todas las bandas de emisi´on disminuyen por igual, es decir presentan el mismo mecanismo de quenching t´ermico), pero la disminuci´on es menos pronunciada que para el centelleador TG-Green. En todos los casos analizados, el rendimiento absoluto se calcul´o integrando los espectros en la ROI definida para cada centelleador tal como se realiz´o a temperatura ambiente. Para una mejor comprensi´on del comportamiento de la respuesta luminiscente con la temperatura, se defini´o un par´ametro experimental que representa la relaci´on experimental entre el rendimiento a diferentes temperaturas (T) con respecto a la temperatura ambiente (RT ) para el TG-Green y el centelleador P56. Temperatura Ambiente 200 ºC 400 ºC 500 ºC Rendimiento Normalizado 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 Longitud de Onda (nm) 550 600 650 700 Figura 3.33: Espectros de ionoluminiscencia normalizados del centelleador P56 para diferentes temperaturas de funcionamiento entre temperatura ambiente y 500◦C. κ=T RT Los resultados generales de los valores del par´ametro κen funci´on de la temperatura de operaci´on se encuentran recogidos en la Tabla 3.4 para el TG-Green y en la Tabla 3.5 para el P56 cuando se irradian con protones e iones de deuterio a energ´ıas entre 0.5-3 MeV y para part´ıculas alfas con una energ´ıa de 3.5 MeV. Se ha comprobado que, dentro del rango de energ´ıa explorado en este trabajo, el cociente entre el rendimiento a diferentes temperaturas y el rendimiento a temperatura ambiente es aproximadamente independiente de la energ´ıa de la especie i´onica utilizada aunque si presenta una ligera dependencia con la masa i´onica utilizada para la irradiaci´on. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 102 Por definici´on F1 2representa la fluencia requerida para degradar la luminiscencia a la mitad de su valor original. En la Fig3.39 se muestran los datos experimentales mostrados anteriormente en las Fig.3.37 y Fig.3.38 junto al ajuste del modelo de Black-Birk cuando se representan L0 L−1 frente a la fluencia F. En esta representaci´on, un ajuste lineal permite obtener el valor F1 2como el inverso de la pendiente del ajuste. P56 TG-Green-40 mm P46 TG-Green-9 mm Ajuste Birk-Black 1.0 2.0 3.0 4.00.0 Deuterio Alfas Protones Ajuste Birk-Black 1.0 2.0 3.0 4.00.0 1.5 1.0 0.5 0.0 10.0 8.0 6.0 4.0 2.0 0.0 2 15 Fluencia (iones/cm )x10 2 15 Fluencia (iones/cm )x10 L(0)/L-1 L(0)/L-1 Figura 3.39: Inverso de la intensidad normalizada frente a la fluencia. (a) Para las 4 muestras analizadas con un haz de D+a 2 MeV y corriente de haz I = 25 nA.(b) Para la muestra de TG-Green (Tga) con haces de las 3 especies i´onicas 1 MeV. Los s´ımbolos representan los puntos experimentales y las l´ıneas continuas negras representan el ajuste del modelo. Esta f´ormula emp´ırica ha sido usada con otros centelleadores y especies i´onicas, presentado un acuerdo aceptable entre las medidas experimentales y el modelo. La Tabla 3.6 muestra la fluencia necesaria para reducir el rendimiento normalizado a la mitad del valor inicial para las distintas muestras analizadas. El error en los valores presentes en la tabla corresponde al error asociado al ajuste de los datos experimentales mediante regresi´on lineal. Muestra Centelleadora F1 2(iones/cm2) P46 (2.56 ±0.07)×1016 TG-Green (9µm) (7.3 ±0.1)×1015 TG-Green (40µm) (4.13 ±0.05)×1015 P56 (1.976 ±0.012)×1015 Cuadro 3.6: Tabla con los valores F1 2obtenidos del modelo de Black-Birk para las distintas muestras centelleadoras irradiadas con deuterones a 2 MeV. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 103 La Tabla 3.7 muestra la fluencia necesaria para reducir el rendimiento normalizado del TG- Green a la mitad del valor inicial para las distintas especies i´onicas. El error en los valores presentes en la tabla corresponde al error asociado al ajuste de los datos experimentales mediante regresi´on lineal. Muestra Centelleadora F1 2(iones/cm2) H+(3.700 ±0.010)×1015 D+(9.82 ±0.17)×1014 He++ (4.36 ±0.02)×1014 Cuadro 3.7: Tabla con los valores F1 2para la muestra TG-Green y diferentes especies i´onicas obtenidos del modelo de Black-Birk. 3.5.8. Degradaci´on de los materiales centelleadores en funci´on de la temperatura. Se han realizado ensayos para determinar la degradaci´on de eficiencia ionoluminiscente de las dos pantallas de centelleo seleccionadas para estimar el da˜no causado por grandes flujos de iones en funci´on de la temperatura con idea imitar el ambiente de operaci´on de la primera pared de ITER. En una segunda campa˜na experimental, se llev´o a cabo un estudio de la evoluci´on de la respuesta luminiscente con la fluencia en funci´on de la temperatura de operaci´on. En esta etapa del trabajo ya se hab´ıa descartado la muestra del material P46 debido a su bajo valor del rendimiento por lo que solo se analizaron las muestras de TG-Green y P56. Las muestras bajo estudio han sido irradiadas con un haz de part´ıculas alfas (He++) de 3.5 MeV con un di´ametro de 1 mm y una intensidad de corriente de ≈28 nA. Se ha analizado la evoluciona temporal de la emisi´on de luz de ambas muestras centelleadoras en las condiciones de irradiaci´on mencionadas y en un rango de temperaturas que va desde temperatura ambiente hasta 400◦C. En todo el set de medidas, los espectros se tomaron con un tiempo de integraci´on de 1 s y se normalizaron por la intensidad de corriente del haz. La Fig.3.40 muestra un ejemplo de algunos espectros medidos para el centelleador TG-Green a una temperatura de operaci´on de 100◦C e irradiado durante 23 min aproximadamente. Como se puede observar, los espectros presentan una disminuci´on (degradaci´on) gradual de la intensidad de luminiscencia debido al da˜no provocado por la irradiaci´on y que puede ser significativo despu´es de una cierta cantidad de carga absorbida como se observ´o a temperatura ambiente. Tras un tiempo de irradiaci´on de m´as de 25 minutos se observa como la intensidad disminuye cerca de un 50 % respecto a la intensidad inicial, lo que pone de manifiesto el deterioro en la emisi´on debido al da˜no i´onico. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 104 Longitud de Onda (nm) 500 550 600 40 30 20 10 0 Intensidad (u.a.) 2+ SrGa S :Eu 2 4 T=100 ºC t=480 s t=120 s t=960 s t=1400 s t=1 s f=1 mm Haz Figura 3.40: Espectros de emisi´on del centelleador TG-Green calentado a 100 ◦C e irradiado con part´ıculas alfa a 3.5 MeV y una corriente de haz de I ≈28 nA. En la Fig.3.41 se muestra las medidas experimentales de la intensidad normalizada (respecto al valor de intensidad inicial) en funci´on de la fluencia para distintas temperaturas para las dos muestras centelleadoras analizadas. AMBIENTE TEMPERATURA AMBIENTE TEMPERATURA Intensidad Relativa 2 16 Fluencia (iones/cm ) x 10 0.0 1.0 0.4 2.0 1.0 2.0 0.5 0.7 0.8 0.9 1.0 0.6 0.4 0.5 0.7 0.8 0.9 1.0 0.6 100 ºC 300 ºC 400 ºC 2+ SrGa S :Eu 2 4 3+ Y O :Eu 2 3 400 ºC 100 ºC Figura 3.41: Intensidad relativa en funci´on de la fluencia para las dos muestras centelleadoras estudiadas (TG-Green y P56) y diferentes temperaturas de operaci´on. Las muestras fueron irradiadas con un haz de He++ a una energ´ıa E = 3.5 MeV. El conjunto completo de puntos experimentales no se muestra para mayor claridad. Los resultados experimentales muestran que la velocidad de degradaci´on de la luz emitida es una funci´on de la temperatura a la que se encuentran las muestras. Como se puede observar la degradaci´on a temperaturas cercanas a 400◦C es m´as lenta que a temperatura ambiente. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 105 Esto significa que los centelleadores exhiben una resistencia mucho mayor a los da˜nos por radiaci´on i´onica a altas temperaturas. De la misma manera que se procedi´o a temperatura ambiente la Fig.3.42 muestra los datos experimentales mostrados junto al ajuste del modelo de Black-Birk cuando se representan L0 L−1 frente a la fluencia F. 2+ SrGa S :Eu 2 4 3+ Y O :Eu 2 3 100 ºC 300 ºC 400 ºC 100 ºC 400 ºC Temperatura Ambiente Temperatura Ambiente L(0)/L-1 1.0 0.8 0.6 0.4 0.2 0.0 2 15 Fluencia (iones/cm )x10 0.0 2.0 4.0 6.0 8.0 10.0 12.0 2 15 Fluencia (iones/cm )x10 0.0 2.0 4.0 6.0 8.0 10.0 12.0 L(0)/L-1 1.0 0.8 0.6 0.4 0.2 0.0 Figura 3.42: Inverso de la intensidad normalizada frente a la fluencia para diferentes temperaturas de operaci´on. (a) Datos de la muestra TG-Green. (b) Datos de la muestra P56. Todo este set de medidas se llev´o a cabo con un haz de n´ucleos de helio a 3.5 MeV y una intensidad de haz de I=28 nA. Los s´ımbolos representan los puntos experimentales y las l´ıneas continuas negras representan el ajuste del modelo de Black-Birks. La Tabla 3.8 muestra la fluencia necesaria para reducir el rendimiento normalizado a la mitad del valor inicial para cada temperatura. El error en los valores presentes en la tabla corresponde al error asociado al ajuste de los datos experimentales mediante regresi´on lineal. Temperatura TG-Green F1 2(iones/cm2) P56 F1 2(iones/cm2) 22◦C (1.05 ±0.06)×1016 (1.09 ±0.05)×1016 100◦C ( 1.28±0.03)×1016 ( 1.43±0.03)×1016 300◦C ( 1.75±0.09)×1016 No Disponible 400◦C ( 3.1±0.3)×1016 ( 4.20±0.24)×1016 Cuadro 3.8: Valores del par´ametro F1 2obtenidos experimentalmente para las dos muestras centelleadoras para diferentes temperaturas. A partir de la representaci´on gr´afica y del ajuste al modelo se puede observar que para ambos centelleadores se encuentra un buen acuerdo entre el valor F1 2calculado por el modelo y el valor experimental. Los valores experimentales confirman lo observado en los espectros de emisi´on, en los cuales se determin´o que el da˜no i´onico disminuye al aumentar la temperatura. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 106 De este estudio se puede observar tambi´en que para las temperaturas de operaci´on esperadas en ITER (T=300◦C) se necesita una fluencia 1,75 ×1016 iones/cm2para degradar la emisi´on del TG-Green al 50 % de su valor inicial. 3.5.9. Descripcion microscopia del modelo de Black-Birk. Atendiendo a una descripci´on microsc´opica de este modelo, F1 2est´a relacionado con: F1 2=1 kσ En esta descripci´on, hay dos par´ametros de ajuste en el modelo: k y σ. Donde σes la secci´on eficaz de da˜no. Este par´ametro se define como el cociente de p, que es el n´umero de mol´eculas da˜nadas y q0, que representa el n´umero de mol´eculas capaces de emitir luz presentes en el volumen de irradiaci´on por mm2(σ=p q0). El otro par´ametro del modelo, k, es la relaci´on entre la velocidad de transici´on no radiativa y radiativa, es decir, representa el cociente entre el n´umero de excitones capturados por una mol´ecula da˜nada respecto a los capturados por una mol´ecula no da˜nada. Asumiendo la consideraci´on realizada en el trabajo de que la secci´on eficaz de da˜no no cambia con la temperatura, los resultados de la tabla anterior implican que el par´ametro k debe disminuir a medida que la temperatura aumenta. Un aumento de k es indicativo de la resistencia a los da˜nos por radiaci´on ya que muestra la capacidad de un material dado a autorepararse del da˜no en los centros de emisi´on causado por la radiaci´on ionizante. A temperatura ambiente los ´atomos no se desplazan muy lejos de las posiciones intersticiales al ser excitados as´ı que relajaciones locales vuelven a acomodarlos. Al incrementarse la temperatura los ´atomos desplazados pueden difundir a intersticios vac´ıos y reparar los da˜nos generados por la irradiaci´on. Por lo tanto, a partir de la tabla 3.8 se puede deducir que el mecanismo de annealing es ligeramente m´as eficiente en el caso de la muestra de P56 en comparaci´on con la muestra de TG-Green. Otro de los par´ametros que podemos deducir de la informaci´on contenida en la Tabla.3.7 es el n´umero de pulsos necesarios en ITER antes de que el rendimiento del material centelleador decaiga por debajo de la mitad de su emisi´on inicial. Durante un descarga en ITER se estima que un pulso tendr´a una duraci´on de unos 400 s aproximadamente en los cuales el flujo de part´ıculas alfas de 3.5 MeV que incidir´a sobre el centelleador ser´a de 1012 iones/cm 2s. Con estos datos, el n´umero de pulsos que el centelleador podr´a operar en ITER hasta reducir su eficiencia a la mitad se muestra en la Tabla 3.9. El resultado obtenido no necesariamente implica que se tenga que sustituir el material centelleador en FILD cada 44 descargas, pero puede servir como numero identificativo para tomar decisiones sobre la viabilidad del uso del TG-green en el FILD de ITER. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 107 TG-Green a 300◦C (F1 2= 1,75 ×1016 (iones/cm2)) ≈44 pulsos Cuadro 3.9: Estimaci´on del n´umero de pulsos que podr´a soportar el material TG-Green en ITER. En realidad, el n´umero de descargas ´utiles antes de cambiar de centelleador puede ser mayor ya que se ha estimado teniendo en cuenta el valor de fluencia para reducir a la mitad la emisi´on de luz a 300◦C, aunque se debe buscar un compromiso entre la disminuci´on de emisi´on de luz por parte del centelleador y el umbral de detecci´on de los sistemas de adquisici´on del detector FILD (c´amaras y array de fotomultiplicadores) para optimizar el coste asociado a las muestras materiales. 3.5.10. Respuesta temporal de los materiales centelleadores usando un haz pulsado La excitaci´on y posterior desexcitaci´on de los materiales centelleadores es un fen´omeno en que puede ocurrir mucho procesos diferentes, teniendo asociado cada proceso unas constantes de tiempos caracter´ısticas que pueden variar desde ps a segundos. Disponer de materiales centelleadores cuya respuesta temporal permita medir la frecuencia de las distintas fluctuaciones magnetohidrodin´amicas es de vital importancia para entender los mecanismos fundamentales de interacci´on entre la fluctuaci´on y los iones r´apidos. Aunque la respuesta temporal a temperatura ambiente suele ser suministrada por los proveedores (Tabla 3.1 ), la respuesta temporal a diferentes temperaturas no se encuentran disponible en la literatura. Por ello, la respuesta temporal de las pantallas luminiscentes TG-Green y P56 se ha estudiado experimentalmente a diferentes temperaturas en la c´amara TAMARA. Las muestras se colocaron sobre el portamuestras y fueron irradiadas con un haz pulsado de protones con una energ´ıa de 1 MeV y di´ametro de 1 mm. Para poder obtener el haz pulsado, se ha utilizado un fast swich de la empresa Belkhe, el cual se conecta directamente a los steeres de las fuentes de iones, emitiendo pulsos de voltaje que desv´ıan el haz. El swicht est´a controlado externamente mediante un generador de pulsos, pudi´endose obtener pulsos de una anchura m´ınima de 100 ns a una frecuencia m´axima de 50 kHz. En los experimentos realizados con las muestras centelleadoras, estos par´ametros se adaptaron a las especificaciones del tiempo de respuesta proporcionados por los fabricantes a temperatura ambiente. Un haz de anchura de pulso (FWHM) de 20 µs con un periodo de 100 µs (10 kHz) fue usado para irradiar la muestra de TG-Green y un pulso de anchura de 2ms con un periodo de 20 ms (50 Hz) para la muestra de P56. La intensidad de corriente del haz se estableci´o para los pulsos en 2 nA. Esto corresponde a un flujo de ≈1,6×1012 iones scm2. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 108 En estas condiciones, la luz emitida por el centelleador pasa a trav´es de una ventana de cuarzo de los laterales de la c´amara de vac´ıo y se registra con un fotomultiplicador (PMT, Hamamatsu, modelo H10721) situado fuera de la c´amara conectado a un osciloscopio (LeRoy 204MXi-A) con un ancho de banda de 2 GHz para procesar y memorizar los pulsos provenientes del PMT. (Fig.3.43). Osciloscopio Fotomultiplicador Haz de Iones a) b) Osciloscopio PMT HV Muestra Centelleadora Luz Luz t=T 1t=T 3off t=DT 2 Camara de Vacío Pulso Offt3 (Anchura de pulso)t2 Periodo t1 Tiempo Amplitud Ventana de cuarzo Haz de iones pulsado Ventana Figura 3.43: (a) Representaci´on esquem´atica del montaje experimental para las medidas de la respuesta temporal con un sistema de pulsado de haz. (b) Imagen del montaje instalado en la c´amara de ionoluminiscencia. El PMT se polarizo a tensiones cercanas a 0.9 V en los que el valor de la ganancia es aproximadamente 106. Con objeto de aumentar el cociente se˜nal/ruido de las se˜nales todos los experimentos se realizaron con la sala del t´andem en condiciones de oscuridad. La Fig.3.44 muestra la evoluci´on temporal de la se˜nal del fotomultiplicador a la luz emitida por ambos materiales. -200 -100 100 200 0 Tiempo (ms) 30 20 10 010 20 30 Tiempo (ms) -6 -4 -2 0 20.5 0.0 -1.0 -1.5 -0.5 TG-GREEN P56 I (a.u.) PMT I (a.u.) x 30 PMT 450 ºC I (a.u.) PMT I (a.u.) x 30 PMT 450 ºC Figura 3.44: Evoluci´on temporal de la se˜nal luminiscente para muestras irradiadas con un haz de H+pulsado para dos temperaturas diferentes: a) Pulsos luminosos de la muestra TG-Green a temperatura ambiente (azul) y a 450◦C (rojo). b) Pulsos luminosos de la muestra P56 a temperatura ambiente (azul) y 450◦C (rojo). Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 109 Las medidas se llevaron a cabo con a dos temperaturas distintas: temperatura ambiente y 450◦C. Como se puede observar en la figura, se muestra una ventana temporal en la que la se˜nal medida para el TG-Green se ha irradiado con 5 pulsos completos mientras que para el P56 se muestran 3 pulsos completos para ambas temperaturas. Las medidas experimentales muestran que la respuesta temporal del TG-Green es aproximadamente cuatro ´ordenes de magnitud m´as r´apida comparada con la respuesta del P56 en el rango de temperatura explorado (entre temperatura ambiente y 500◦C). Debido a la disminuci´on del rendimiento a temperaturas cercanas a los 450◦C tal como se puede observar en la Tabla 3.4, la ganancia del fotomultiplicador fue adaptada en cada una de las mediciones para mejorar la relaci´on se˜nal/ruido. En la figura anterior la se˜nal del fotomultiplicador a 450◦C se ha multiplicado por un factor de ×30 para una mejor comparaci´on entre ambas se˜nales. Para poder estimar el valor de la constante de tiempo10 caracter´ıstica asociada a su respuesta temporal, la emisi´on de luz en funci´on del tiempo se ajust´o a una ´unica exponencial I=e−t τ. Los resultados, mostrados en la Fig.3.45, indican que el posible cambio de las constantes de tiempo de ambas muestras con la temperaturas es peque˜no y se encuentra dentro de nuestro error experimental. 100 ºC 200 ºC 300 ºC 400 ºC -t/1.0 e -t/0.8 e Tiempo (ms) 124 5 3 06 0.4 0.6 0.0 0.8 1.0 0.2 -0.2 Intensidad PMT Normalizada P56 Temperatura ambiente (a) Intensidad PMT Normalizada 0.4 0.6 0.0 0.8 1.0 0.2 1000 2000 3000 0 Tiempo (ns) -0.2 -t/500 e -t/350 e Temperatura ambiente 100 ºC 200 ºC 400 ºC TG-Green (b) Figura 3.45: (a) Evoluci´on temporal de la intensidad normalizada de un ´unico pulso luminiscente para diferentes temperaturas de la muestra TG-Green. Las se˜nales temporales se comparan con dos simples exponenciales (l´ıneas discontinuas) con tiempos caracter´ısticos de decaimiento de τ = 350 ns y τ= 500 ns. (b) Evoluci´on temporal de la intensidad normalizada de un ´unico pulso luminiscente para diferentes temperaturas de la muestra P56. Las se˜nales temporales se comparan con dos simples exponenciales (l´ıneas discontinuas) con tiempos caracter´ısticos de decaimiento de τ= 0.8 ms y τ= 1.0 ms. 10Tiempo transcurrido para que la intensidad inicial decaiga a 1 esu valor inicial. Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on de materiales centelleadores mediante t´ecnicas de haces de iones 110 Para T>200◦C se ha aplicado un filtro a la se˜nal para reducir las fluctuaciones en los datos originales medidos por el osciloscopio. Para el TG-Green, la respuesta temporal se encuentra entre 350-500 ns y los valores encontrados se encuentran en un buen acuerdo con la literatura, pero la muestra de P56 presenta una respuesta temporal entre 0.8-1.0 ms, aproximadamente la mitad del valor reportado por S. Bumel et al, pero muy similar a la medida realizada por Z. Antic et al. Cap´ıtulo 4 Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 4.1. Introducci´on El siguiente paso en la estimaci´on de las perdidas absolutas de iones r´apidos consiste en relacionar la respuesta medida con la c´amara durante una descarga con la tasa de fotones emitidos por el centelleador. Para ello, se ha llevado a cabo la medida de la eficiencia de la c´amara y la caracterizaci´on de la transmisi´on ´optica de los sistemas FILD de AUG utilizando una fuente de luz calibrada. A continuaci´on se presenta una breve introducci´on te´orica de la adquisici´on y procesado de una imagen digital, que es imprescindible para entender los procedimientos llevados a cabo a lo largo de este cap´ıtulo. Una c´amara CMOS, como la usada en FILD, cuenta con un chip constituido por un array de peque˜nos detectores sensibles a la luz denominados fotolitos. Este conjunto de sensores se organizan en una estructura rectangular plana. Cuando hacemos proyectar sobre el chip de la c´amara una imagen, los fotones incidentes golpean los fotolitos e interaccionan generando electrones, por efecto fotoel´ectrico, y depositando una cierta cantidad de carga en el fotolito. No todos los fotones incidentes sobre los fotolitos generan corriente el´ectrica, de manera que la sensibilidad de la c´amara queda descrita por un par´ametro denominado eficiencia cu´antica QE(λ), que depende de la longitud de onda de los fotones incidentes. Por tanto, la carga el´ectrica total acumulada en cada fotolito representa una medida de la cantidad de luz (n´umero de fotones) que incide sobre ella durante un tiempo de exposici´on determinado. La carga acumulada es, posteriormente, capturada para cada fotolito y procesada (digitalizada) por los circuitos electr´onicos de la c´amara, dando lugar a una se˜nal digital. 111 Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 118 4.2.2. El filtro de transmisi´on Con objeto de atenuar y conseguir uniformidad en la tasa de fotones que inciden sobre el chip de la c´amara y para poder trabajar aproximadamente en la misma regi´on de longitud de onda de la emisi´on del TG-Green, se coloc´o un filtro ´optico paso de banda en la entrada de la c´amara. Un filtro ´optico es un medio que solo permite el paso de la luz a trav´es de ´el en un rango estrecho alrededor de una longitud de onda central. Las caracter´ısticas de trasmisi´on del filtro se caracterizaron con un espectr´ometro ´optico y una fuente de luz homog´enea. La Fig.4.5 muestra el set up experimental para la medida de la transmisi´on del filtro y la curva de transmisi´on del filtro utilizado (T vs λ) junto el ajuste de la curva de transmisi´on del filtro a una gaussiana. Espectrómetro Lente Focalizadora Filtro Óptico Fuente de Luz FWHM: 3.7 nm Datos Experimentales Ajuste Gausiano ((l-a )/a ) T=a e 0 a=38.18 % 0 a=524.8 nm 1 a=2.24 nm 2 2 2 21 2 r=0.998 nm Filtro óptico 515 525 520 530 535 Longitud de Onda (nm) Coeficiente de Transmisión (%) 40 20 30 10 0 (a) (b) Figura 4.5: (a) Montaje experimental mostrando el espectr´ometro para la medida del coeficiente de transmisi´on del filtro ´optico. (b) Coeficiente de transmisi´on del filtro paso de banda (puntos azules) junto al ajuste gaussiano de los datos experimentales (rojo). El filtro presenta un coeficiente de transmisi´on m´aximo de aproximadamente 38 %, con una longitud de onda de transmisi´on centrada a una longitud de onda de 525 nm y con un FWHM ≈ 4 nm. Para calcular el flujo de fotones (n´umero de fotones emitidos por unidad de ´area y unidad de tiempo) que emite el puerto de la esfera integradora y que es capaz de alcanzar el chip de la c´amara tras atravesar el filtro ´optico, se debe obtener el flujo de fotones integrado en t´erminos de la radiancia espectral Le,λ y el coeficiente de transmisi´on T del filtro. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 119 El producto de la radiancia espectral con el factor de transmisi´on se muestra en la Fig.4.6: 2 L (fotones/sm sr) e,l 17 1.0x10 16 5.0x10 17 1.5x10 17 2.0x10 0 500 520510 540 530 550 Longitud de Onda (nm) Figura 4.6: Producto de la radiancia espectral con el factor de trasmisi´on en funci´on de la longitud de onda. El flujo de fotones integrado se obtuvo mediante la integraci´on del producto Le,λ(λ)×T(λ) en el intervalo [515,540] nm. ΦIS = 4πZLe,λ(λ)×T(λ)dλ ≈7,83 ×1014 fotones/scm2 Este valor representa el flujo de fotones de 515 a 540 nm, que est´an incidiendo sobre el chip de la c´amara. Dado lo estrecho que es el FWHM del filtro utilizado podemos considerar que la tasa de fotones que llega al chip de la c´amara es pr´acticamente monocrom´atica3. A continuaci´on se presentan los resultados experimentales de la calibraci´on para cada una de las configuraciones posibles de una medida en FILD de AUG. Nos referiremos a ellas como montaje A y montaje B. 4.2.3. Montaje A En esta configuraci´on, la c´amara se encuentra situada sobre un soporte est´atico, para evitar vibraciones, situado al final del sistema ´optico. Una lente focaliza el haz de luz proveniente del divisor de haz sobre el chip de la c´amara. El filtro ´optico usado para homogeneizar el haz de luz se sit´ua entre la lente de focalizaci´on y la c´amara. 3QE permanece constante en el rango de longitudes de onda que se transmiten. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 120 Finalmente la cabeza de FILD se reemplaza por la esfera integradora, cuyo puerto de salida se posiciona tangencialmente al puerto de la cabeza de FILD. Un esquema de esta configuraci´on junto a una foto del montaje se muestra en la Fig.4.7: Esfera de Ulbricht Divisor de haz Filtro Óptico Lentes Lentes Cámara Posición de la placa centelleadora PC (a) Configuración A Phantom Cámara Filtro Óptico Camino Óptico (b) Figura 4.7: (a) Representaci´on esquem´atica del set-up experimental usado para la calibraci´on del sistema ´optico y la eficiencia de la c´amara usando una esfera integradora. (b) Imagen del montaje experimental durante el proceso de calibraci´on. Para obtener una completa caracterizaci´on de la ´optica y del sistema de adquisici´on se realizaron diversos experimentos modificando los par´ametros controlables en una medida real como el tiempo de exposici´on, la resoluci´on de la c´amara y la distancia entre el puerto de la esfera integradora y el puerto del tubo de medida. A continuaci´on se muestran los patrones luminosos (Fig.4.8) producidos por la esfera integradora en esta configuraci´on. Las im´agenes se obtuvieron con un tiempo de exposici´on de ∆tIS = 6 ms y con algunas de las posibles resoluciones que permit´ıa el sistema de adquisici´on. 64x64 Dt=6 ms 6040 503020100 60 50 40 30 20 10 0 2842 2754 2667 2579 2492 2405 1024x768 Dt=6 ms 0 200 400 600 800 1000 400 600 200 0 2832 2265 1699 1132 566 0 640x480 Dt=6 ms 6005004003002001000 100 400 300 200 0 2824 2259 1694 1129 564 0 Posicion Vertical (px) Posicion Horizontal (px) Posicion Vertical (px) Posicion Vertical (px) Posicion Horizontal (px) Posicion Horizontal (px) Figura 4.8: Frames Master Flat tomados con distintas resoluciones de la c´amara y un tiempo de exposici´on de 6 ms. La zona central presenta una respuesta homog´enea. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 121 En cada uno de los fotogramas adquiridos, el fondo se substrajo de manera autom´atica gracias al obturador de la c´amara4. El tiempo de exposici´on de la c´amara se ha seleccionado para obtener una intensidad de los pixeles aproximadamente igual a la mitad del valor del rango din´amico de la c´amara (RD = 12 bits≡212 = 4096 cuentas). Estos fotogramas obtenidos con una fuente de luz homog´enea se denominan im´agenes Flat, o en el caso de los obtenidos tras sustraer el fondo, Master Flat. La intensidad de los pixeles de un Master Flat responde a la ecuaci´on: MFi,j ≈ξi,jΓIs γ∆tIS Master Flat donde ξi,j es el par´ametro de calibraci´on o par´ametro de forma del sistema ´optico, ∆tIS es el tiempo de exposici´on de las tomas Master Flat, que puede ser diferente al de las tomas Master durante una medida real. Lo que caracteriza a la esfera integradora es que el termino ΓIs γes constante en el puerto de la esfera, y representa la tasa de fotones que atraviesa la regi´on que abarca cada pixel. La variaci´on en la intensidad de los pixeles, por lo tanto, muestran inhomogeneidades en la trasmisi´on del sistema y en la sensibilidad de los pixeles de la c´amara. Como se puede observar de las im´agenes, ´estas presentan una zona central bastante homog´enea que implica una tasa de fotones constante sobre el chip de la c´amara. La intensidad promedio de la zona central de la imagen es de ≈2700 −2800 cuentas para el tiempo de exposici´on usado. Para poder realizar medidas fotom´etricas es importante que el sistema de detecci´on presente una respuesta lineal con el tiempo de exposici´on. La se˜nal digital debe ser proporcional al n´umero de fotones que han producido carga en el pixel, aunque esta propiedad depende del propio sensor, de la electr´onica de adquisici´on y de la conversi´on A/D. Para realizar este estudio de linealidad, se posicion´o la esfera integradora a 7.5 cm del puerto de entrada del tubo de FILD y se adquirieron varias im´agenes variando el tiempo de exposici´on de la c´amara desde unos pocos µs hasta aproximadamente 10 ms, donde la se˜nal de la c´amara ya presenta saturaci´on (perdida de linealidad). En la Fig.4.9 se muestran im´agenes de los fotogramas con distintos tiempos de exposici´on y la respuesta (intensidad) promedio de un pixel en la regi´on homog´enea en funci´on del tiempo de exposici´on. Se puede observar como la intensidad de las im´agenes disminuye al disminuir el tiempo de exposici´on y la respuesta de la c´amara presenta un comportamiento lineal con el tiempo de exposici´on, esto significa que si sobre el chip incide una cantidad fija de fotones, la respuesta de la c´amara es proporcional al tiempo de exposici´on. 4La c´amara Phantom presenta un obturador que se cierra autom´aticamente antes de cada medida y toma unas im´agenes en completa oscuridad. Despu´es realiza un promedio con esas im´agenes y construye un frame de fondo que autom´aticamente se resta de la imagen adquirida cuando se est´a midiendo. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 122 Dt=1 ms Dt=3 ms Dt=6 ms Tiempo de Integración (ms) 5000 0 2000 4000 6000 8000 10000 Intensidad Promedio en la ROI (Cuentas) 4000 3000 2000 1000 0 Nivel de Saturación RESOLUCION 640X480 I(Cuentas)=0.4316t(ms)+52.99 2 r=0.998 Figura 4.9: Tomas Master Flat adquiridas con tiempos de exposici´on de 1, 3 y 6 ms. Representaci´on de la intensidad promedio de la zona central homog´enea en funci´on del tiempo de exposici´on. Tambi´en se ha realizado un estudio de la dependencia de la se˜nal de la c´amara con la distancia de la esfera integradora al puerto de entrada del tubo. Para ello, se ha fijado el tiempo de exposici´on en ∆tIS = 4 ms y se ha posicionado la esfera integradora a tres distancias distintas: 12.5 cm, 7.5 cm y 0.0 cm (puertos situados tangencialmente). Para cada posici´on, se tom´o varias im´agenes, y se obtuvieron los histogramas de intensidad de una ROI definida en la zona homog´enea (Fig.4.10). Tiempo de Integración 4000 ms 400 300 200 0 100 0 200 400 600 Posición horizontal (px) Posición vertical (px) Histograma de pixeles 80 60 40 20 0 Distancia = 12.5 cm Intensidad Promedio (Cuentas) 1800 1850 1900 Histograma de pixeles 80 60 40 20 0 Distancia = 0.0 cm Intensidad Promedio (Cuentas) 1900185018001750 Distancia = 7.5 cm Histograma de pixeles 80 60 40 20 0 Intensidad Promedio (Cuentas) 19001780 1820 1860 Figura 4.10: Histogramas de la ROI definida en la zona central de los fotogramas obtenidos con la esfera integradora para varias distancias entre la esfera y el puerto de entrada del sistema ´optico. Como se puede observar, los histogramas de intensidad de la ROI, definida en la zona homog´enea, muestran que la respuesta de la c´amara es independiente de la distancia de la esfera al puerto al menos hasta una distancia de 12.5 cm. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 123 Tambi´en se ha estudiado la influencia de la resoluci´on de la c´amara. Para ello, se posicion´o la esfera a una distancia de 7.5 cm, y se tomaron fotogramas variando tanto el tiempo de exposici´on (con tiempos de 1,3 y 6 ms) como la resoluci´on de la c´amara. Para cada imagen adquirida, se defini´o una ROI en la zona homog´enea y se promedi´o la intensidad de esa regin. Una representaci´on de la intensidad promedio de la ROI para cuatro resoluciones distintas (que abarcan el rango completo de todas las resoluciones posibles que ofrece la c´amara) y tres tiempos de integraci´on distintos se muestran en la (Fig.4.11). Resolucion de la cámara 32x8 256x256 640x480 1280x720 Dt =1 ms IS Dt =3 ms IS Dt =6 ms IS Intensidad (Cuentas) 3000 2500 2000 1500 1000 500 0 1340 1380 1420 1460 Histograma (Pixeles) N (Cuentas) 20 40 60 80 0 Resolución 256 x 256 Centro: 1398 Cuentas FWHM: 44.8 Cuentas t =3 ms exp Figura 4.11: (a) Histograma de la intensidad de los pixeles que constituyen la ROI en un frame tomado con una resoluci´on de 256x256 y un tiempo de integracion de 3 ms. (b) M´aximo del histograma de la ROI para distintas resoluciones y tiempos de exposici´on de la c´amara. En la imagen se puede observar como la respuesta promedio de la ROI es independiente de la resoluci´on con la que se tomen las medidas, aunque si presenta dependencia con el tiempo de exposici´on, como se vio en el estudio de linealidad, lo cual significa que un cambio en la resoluci´on solo afecta al n´umero de pixeles activos en el chip de la c´amara durante una medida. 4.2.4. Montaje B En ocasiones, la c´amara debe alejarse de su soporte f´ısico (Montaje A) y en su lugar se sit´ua un bundle de fibras ´opticas (de cerca de 5 m de longitud) cuyo objetivo es transmitir la luz hacia su extremo final donde una lente focaliza el haz de luz sobre el chip de la c´amara, localizada en una posici´on externa. Para estimar la respuesta del chip de la c´amara en esta configuraci´on, la esfera integradora se situ´o a 7.5 cm del puerto de entrada del tubo y el filtro ´optico se coloc´o a la entrada del bundle de fibras. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 124 Un esquema del montaje experimental junto a una fotograf´ıa del mismo se muestra en la siguiente figura (Fig.4.12): Esfera de Ulbricht Divisor de haz Filtro Óptico Haz de Fibras Ópticas Lentes Lentes Cámara Posición de la placa centelleadora PC Configuración B Bundle de fibras ópticass Filtro Óptico Phantom Cámara Lente Focalizadora (a) (b) Figura 4.12: (a) Representaci´on esquem´atica del set-up experimental usado para la calibraci´on del sistema ´optico y la eficiencia de la c´amara usando una esfera integradora. (b) Imagen del montaje experimental durante el proceso de calibraci´on. Una imagen de la respuesta de la c´amara en esta configuraci´on se muestra en la Fig.4.13, para un tiempo de exposici´on fijo ∆tIS = 42 ms. Dt =42 ms IS 6005004003002001000 0 100 200 300 400 Posición Horizontal (px) Posición Vertical (px) 0 45 90 135 180 225 Intensidad (cuentas) Figura 4.13: Toma Master Flat de la esfera integradora tomada con un tiempo de exposici´on de 42 ms cuando la c´amara se conecta al bundle de fibras ´opticas. Al igual que en el montaje A, el fondo se substrajo de la imagen de manera autom´atica gracias al obturador de la c´amara. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 125 Como se puede observar de las im´agenes, la configuraci´on con el bundle produce una intensidad menos homog´enea sobre el chip de la c´amara que con la configuraci´on sin bundle. Adem´as, se observa que el coeficiente de trasmisi´on de la fibra ´optica produce una atenuaci´on acentuada del flujo de fotones que incide sobre la c´amara, encontr´andose que la intensidad promedio de la zona central de la imagen es de ≈170 cuentas para un tiempo de exposici´on de 42 ms, lo cual supone una reducci´on de cerca del 99.05 % de la luz incidente respecto a la configuraci´on sin fibra. La intensidad de los pixeles de las tomas Mater Flat (que depende de la configuraci´on en las que se realicen las medidas en la descarga) y el flujo integrado de fotones permiten cuantificar el factor de calibraci´on ξi,j para cada pixel en la posici´on (i,j). Este factor permite relacionar las cuentas en cada pixel de los fotogramas con la tasa de fotones emitidos desde la esfera. ξi,j ≈MFi,j ΓIs γ∆tIS De esta expresi´on, para obtener la tasa de fotones emitidos por la esfera integradora, se precisa conocer el flujo de iones de la esfera integradora ΦIS(conocido gracias a la radiancia espectral y la transmisi´on del filtro) y la regi´on que atraviesa, definida por cada pixel. Sabemos que cada pixel de la c´amara abarca una regi´on real de ´area SΩ. Por tanto conocido el flujo de fotones, la tasa de fotones que atraviesa la regi´on SΩviene dada por: ΓIs γ= ΦIS ×SΩ La determinaci´on de SΩse debe hacer a trav´es de la magnificaci´on ´optica del sistema (Fig.4.14). Sabemos que el ´area del tubo tiene un tama˜no real que viene dado por la regi´on SΩ. La magnificaci´on total de toda la ´optica del sistema (aumento) hace que el tama˜no sobre el chip sea menor al tama˜no real para que pueda ser abarcado por la superficie del sensor. (a) (b) Figura 4.14: Superficie SΩabarcado por un pixel de la c´amara sobre: (a) el centelleador y (b) el puerto de la esfera integradora. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 126 Por otro lado sabemos que si en la imagen del tubo abarca un numero N de pixeles, entonces conocido el tama˜no real de cada pixel Spixel podemos determinar el tama˜no real del tubo sobre el chip. Por tanto sabemos que el ´area SΩde la esfera que abarca un ´unico pixel viene dado por: SΩ=SReal T ubo Npixels = 3,0×10−4cm2 px A partir de la se˜nal de la toma Master Flat, del flujo de fotones emitidos por la esfera integradora y del ´area abarcada del campo de visi´on por cada pixel, se construye el factor de forma para cada pixel: ξi,j = MFi,j ∆tIS ΦIS ·SΩ 4.3. Resoluci´on del detector y el factor de colimaci´on: El c´odigo FILDSIM En la descripci´on de los detectores FILD se vio que el sistema trabaja dispersando los iones energ´eticos que inciden sobre el detector aprovechando el campo magn´etico local del tokamak. La cabeza de FILD presenta una estructura tridimensional constituida por un pinhole de entrada y una slit de salida que, en conjunto, act´uan como un colimador de part´ıculas, restringiendo las orbitas de los iones que inciden sobre el detector. La geometr´ıa de estas estructuras determina el espacio de fase (energ´ıa-pitch) de los iones r´apidos que se puede medir en el centelleador. Debido a las condiciones del entorno donde debe trabajar el detector, una protecci´on de grafito act´ua como escudo t´ermico para proteger al sistema de cargas excesivas de calor y/o radiaci´on. El dise˜no del colimador del detector evita que las part´ıculas t´ermicas puedan impactar sobre el centelleador y solo medir prdidas de iones r´apidos. Adem´as el colimador se encarga de atenuar el flujo de iones incidentes sobre el centelleador para reducir la degradaci´on del rendimiento de emisi´on debido al da˜no por radiaci´on. La geometr´ıa de la cabeza del detector tambi´en tiene un efecto importante sobre la resoluci´on en energ´ıa (equivalentemente en giroradio) y en pitch angle del detector. La resoluci´on en giroradio depende de la distancia entre el pinhole de entrada y la slit, de la distancia entre el colimador y la placa centelleadora y de la anchura de la slit, mientras que la resoluci´on en pitch angle presenta una dependencia con la anchura y la longitud de la slit. Cap´ıtulo 4. Procedimiento para la calibraci´on absoluta de los detectores FILD 127 Actualmente los sistemas FILD de AUG presentan los siguientes par´ametros (Tabla 4.1 ) para la estructura del colimador. Anchura del pinhole 0.5 mm Longitud del pinhole 2 mm Anchura de la slit 0.5 mm Distancia slit-pinhole 10.5 mm Distancia colimador-centelleador 5.5 mm Angulo de inclinaci´on de la slit 17.5◦ Cuadro 4.1: Par´ametros geom´etricos de la estructura tridimensional del colimador. Para poder estimar la tasa de iones que inciden sobre el pinhole, respecto a la tasa de iones que llegan al centelleador, se han llevado a cabo simulaciones de las trayectorias de los iones r´apidos con el c´odigo FILDSIM. FILDSIM es un c´odigo Monte Carlo que permite la simulaci´on de trayectorias de iones con diferentes giroradios y pitch angles en un campo magn´etico constante. Este c´odigo est´a basado en el c´odigo Efipdesign desarrollado por A. Weller para la sonda W7-AS. El c´odigo permite obtener la distribuci´on de iones que llegan al centelleador conocida la distribuci´on inicial, en el espacio de fases, de los iones que alcanzan el pinhole. Para ello, el c´odigo inicia aleatoriamente sobre toda la superficie del pinhole, un n´umero determinado de marcadores con un valor de energ´ıa y pitch fijo y con valores de girofase aleatorios5. Para cada uno de estos iones, el c´odigo calcula la trayectoria, que comienza en el pinhole del detector, y se sigue hasta que impacta sobre la placa centelleadora o en alg´un elemento del colimador. Efipdesign permite una implementaci´on sencilla de estructuras geom´etricas tridimensionales por lo que las simulaciones se realizan en un sistema con geometr´ıa realista. Para cada ion, el c´odigo almacena las coordenadas espaciales de dicho impacto. Para facilitar el tiempo de computo, las trayectorias seguidas por los iones desde el pinhole hasta su punto de impacto se consideran h´elices, debido a que el campo magn´etico local en el volumen de la cabeza del detector es pr´acticamente constante. Por lo tanto, no hay necesidad de resolver la ecuaci´on diferencial del movimiento, ya que la soluci´on anal´ıtica de las ´orbitas de iones en el seno de un campo magn´etico constante es bien conocida (Fig.4.15). Las simulaciones tambi´en conducen, para cada valor de giroradio y pitch angle, a una cierta distribuci´on sobre la superficie de la placa centelleadora. El centroide de tales distribuciones permite encontrar la relaci´on existente entre las coordenadas espaciales sobre la placa del centelleador (espacio de pixeles) y el espacio de velocidades (giroradio-pitch). 5La girofase se define como el ´angulo que forma la proyecci´on de la velocidad perpendicular al campo magn´etico sobre el plano normal al campo magn´etico en el punto donde se encuentra la part´ıcula. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 134 La densidad en el borde del plasma se mide en la poisci´on ρpol =0.8. Las fluctuaciones que se observan en el n´ucleo del plasma se deben a la presencia de un tipo de inestabilidad MHD conocida como sawtooth crash, que no afecta a la naturaleza de las p´erdidas asociadas a las prompt loss. En la Fig.5.1 podemos encontrar la evoluci´on temporal de los diagn´osticos m´as relevantes del plasma para esta descarga. 19 -3 Densidad (10 m ) 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 Tiempo (s) 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 Tiempo (s) AUG#30810 AUG#30810 (a) (b) nCore nEdge TCore TEdge PNBI PICRH TIR Temperatura ECE (keV) Potencia Inyectada (MW) Temperatura IR (ºC) 4 3 2 1 0 1200 1000 800 600 400 200 0 4.0 4 3 2 1 3.0 2.0 1.2 Figura 5.1: AUG #30810: (a) Eje Izquierdo: Evoluci´on temporal de la densidad en el n´ucleo (azul) y en el borde del plasma (verde). (a) Eje Derecho: Evoluci´on temporal de la temperatura electr´onica en el n´ucleo (negro) y en el borde del plasma (rojo). (b) Eje izquierdo: Evoluci´on temporal de la potencia inyectada al plasma por los sistemas de calentamiento. (b) Eje Derecho: Evoluci´on temporal de la temperatura del pinhole medida con una c´amara infrarroja. 5.1. Medidas experimentales de las p´erdidas absolutas con FILD1 En la Fig.5.2(a) se muestra un frame Raw, junto al mallado del espacio de velocidades, de las p´erdidas inducidas por el sistema NBI medida con FILD1 para la descarga AUG#30810 en el instante de tiempo t=2.7 s. Este fotograma contiene la informaci´on original (O) de la tasa de fotones emitida por el material centelleador que detecta la c´amara en ese instante de tiempo. El tiempo de exposici´on ∆tpara este frame es de 0.002 s y se adquiri´o entre los instantes 2.698 s a 2.7 s de la descarga. Esto significa que el frame representa la respuesta a los fotones que, durante un tiempo de 2 ms, han impactado con el chip y generando carga en los fotolitos de la c´amara. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 135 La se˜nal experimental de las p´erdidas se observa como una mancha bien definida centrada en un valor de giroradio de aproximadamente 2.8 cm y de pitch angle de 55◦. El campo magn´etico en la cabeza del detector era de 1.73 T. El valor del campo magn´etico local y del giroradio permite estimar que la energ´ıa de los iones es de 60 keV (correspondiente a la energ´ıa de inyecci´on principal del NBI#3). Para poder estimar la tasa de iones que est´an impactando en el centelleador, los frames de esta descarga fueron calibrados seg´un el procedimiento explicado en el cap´ıtulo anterior. Para ello se obtuvo el frame Master Dark promediando varios frames de fondo obtenidos al principio de comenzar la descarga. El fotograma Master Dark junto al fotograma Master para el fotograma Raw considerado se muestran en las Fig.5.2(b) y Fig.5.2(c) respectivamente. Fondo de la cámara Señal de los iones rápidos Master Posición Horizontal (px) 350250150 200 300100500 350 300 250 200 150 100 50 0 1000 800 600 400 200 0 Posición Vertical (px) Master Dark Posición Horizontal (px) 350250150 200 300100500 350 300 250 200 150 100 50 0 80 75 70 65 60 55 Posición Vertical (px) 1050 850 650 450 250 50 Pitch NBI #3 FILD 1 t=2.7 s AUG #30810 2 4 6 8 20º 30º 50º 60º 70º 40º 80º 8 25020050 100 150 200 150 100 50 0 Giroradio (cm) Posición Horizontal (px) Posición Vertical (px) Intensidad (cuentas) Intensidad (cuentas) Intensidad (cuentas) Intensidad (cuentas) (a) (b) (d) c) (c Raw Figura 5.2: (a) Frame Raw de la descarga AUG#30810 en t=2.7 s mostrando el t´ıpico patr´on de luz de las perdidas asociadas a las NBI prompt loss. (b) Frame Master Dark. (c) Frame Master. (d) Imagen tridimensional de la se˜nal del frame Master mostrando la forma de la se˜nal de las prompt loss. N´otese como la relaci´on se˜nal/ruido se ha reducido tras la calibraci´on del frame. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 136 La funci´on instrumental presentada en el cap´ıtulo anterior se ha aplicado a los frames de esta descarga (incluido el que se acaba de presentar) para obtener la evoluci´on temporal de las p´erdidas de iones r´apidos que inciden sobre el pinhole del detector. La tasa de iones que inciden sobre el centelleador, para el instante de tiempo considerado, se muestra en la Fig.5.3. x10 t=2.7 s 20º 30º Exposure Time 2 ms a) Pitch NBI #3 FILD 1 t=2.7 s AUG #30810 2 4 6 8 20º 30º 50º 60º 70º 40º 80º 8 9 Tasa de Iones rápidos (·10 ions/s) 5.0 4.0 3.0 2.0 1.0 0.0 Posición Horizontal (px) 25020050 100 150 Posición Vertical (px) 200 150 100 50 0 9 Giroradio (cm) (a) Figura 5.3: Tasa de iones r´apidos que est´an incidiendo sobre el material centelleador en la descarga AUG#30810 en el instante de tiempo t=2.7 s. La integral del spot permite obtener la tasa absoluta de iones que inciden sobre el centelleador. 5.2. Comparativa con medidas experimentales mediante el uso de c´amaras infrarrojas. En la mayor´ıa de los tokamaks, se encuentran instalados diagn´osticos constituidos por c´amaras infrarrojas que miden la carga t´ermica total sobre el divertor y las componentes de la primera pared del reactor procedentes de la radiaci´on presente en el plasma as´ı como del flujo de part´ıculas t´ermicas y suprat´ermicas. Por lo tanto, las medidas est´andar de las c´amaras infrarrojas pueden usarse como un l´ımite superior para las p´erdidas absolutas de iones r´apidos obtenidas con el diagnostico FILD. En este trabajo, una c´amara infrarroja posicionada para monitorizar la cabeza de FILD1 se ha utilizado para medir el calentamiento y cuantificar la carga t´ermica total que incide sobre la cabeza del detector. En la Fig.5.4 se puede observar la temperatura de la cabeza del detector en el instante de tiempo t=2.7 s. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 137 Se observa que en la regi´on inferior del detector se alcanza temperaturas de hasta 1200◦C mientras que la zona cercana al pinhole de entrada presenta una temperatura entre 300◦C a 400◦C. Debido a la difusividad t´ermica del material de la cabeza, la temperatura de la placa centelleadora siempre se encuentra por debajo de las temperaturas medidas en la cabeza. Un termopar instalado en el lado interno del protector de grafito de la cabeza se utiliza para monitorizar la temperatura de la placa centelleadora. Durante esta descarga, la temperatura de la placa centelleadora se mantuvo en todo momento inferior a 100◦C, lo cual implica que el rendimiento del material centelleador no se ver´a afectado significativamente respecto a su valor a temperatura ambiente. 1200 1000 800 600 400 200 0 Temperatura (ºC) AUG #30810 t=2.7 s Apertura Figura 5.4: Mapa de temperaturas en la cabeza de FILD1 obtenido con una c´amara infrarroja para la descarga AUG#30810 en t=2.7s. La posici´on del pinhole de entrada del detector se indica con el punto verde. El modelo de Birk predice que la respuesta del TG-Green para iones de deuterio a 60 keV es aproximadamente 4900 fotones/ion a temperatura ambiente. La evoluci´on temporal de la carga t´ermica obtenida con la c´amara infrarroja en diferentes posiciones de la cabeza se muestran en la Fig.5.5 para la ventana temporal t=[1.5,4.52] s. Como se puede observar, la cabeza del detector se ve sometida a diferentes cargas de calor dependiendo de la zona en la que se mida, representadas por diferentes lineas de colores en la imagen, as´ı entre la l´ınea verde y la l´ınea azul en la imagen, existe una diferencia de la carga t´ermica considerable, lo que pone de manifiesto la escala m´etrica de variaci´on de la carga t´ermica, con altos gradientes. Se puede observar la diferencia entre la carga t´ermica antes y despu´es de encender el NBI #3 en el instante de tiempo t=2.0 s. En la zona inferior de la cabeza se produce un pico de carga t´ermica cercano a 40 MW/m2y como se produce una carga t´ermica excesiva a partir de 4.52 s, instante en el que se enciende el sistema de calentamiento ICRH. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 138 Figura 5.5: (a) Imagen de la cabeza del detector obtenida con la camara infrarroja. Se muestra el contorno de la cabeza y diferentes lineas de colores localizadas en distintas zonas del detector. (b) Evolucion temporal del maximo de las perdidas termicas para cada una de las regiones analizadas. 5.3. Comparativa mediante simulaci´on con el c´odigo ASCOT. Para poder comprar los resultados experimentales obtenidos de las p´erdidas de iones r´apidos para la descarga analizada, las p´erdidas de iones sobre la primera pared procedentes del NBI#3 se han modelado con el c´odigo de ´orbita completa ASCOT. Para poder realzar una simulaci´on con el c´odigo ASCOT de las NBI prompt loss, el c´odigo precisa la informaci´on de las caracter´ısticas f´ısicas del plasma, la geometr´ıa de la pared, la temperatura y densidad del plasma, el equilibrio magn´etico y las caracter´ısticas del inyector considerado. Para este estudio se ha modelado el NBI#3 en el instante de tiempo de t=2.7 s. El c´odigo ASCOT cuenta con m´odulos que proporcionan la localizaci´on del NBI junto a la geometr´ıa de inyecci´on para modelar el haz de iones. A partir de los perfiles de densidad y de temperatura realistas obtenidos con AUGPED en funci´on del flujo poloidal normalizado, el c´odigo ASCOT modela la distribuci´on de ionizaci´on, es decir proporciona las coordenadas (R,φ,Z) donde cada ion del haz del inyector ioniza, junto a su energ´ıa y pitch angle. Adem´as en la distribuci´on obtenida se puede identificar las componentes de energ´ıa principal, mitad y un tercio (E0,E0 2yE0 3) para cada inyector. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 139 Los perfiles utilizados junto a la distribuci´on de ionizaci´on del NBI#3 se muestran en la Fig.5.6. AUG #30810 t=2.7 s AUG #30810 t=2.7 s 19 -3 n (10 m ) e 1.00 1.25 1.50 1.75 2.00 2.25 2.50 0.0 0.5 1.0 #30810 2.7 s 0.60.2 0.4 1.2 1.00.0 0 1 2 3 4 rpol 0.4 T(keV) 1 2 3 4 AUG#30810 @ 2.7 s AUG #30810 t=2.7 s c)(a) (b) ( Figura 5.6: Perfiles cinem´aticos de la descarga AUG#30810 en t=2.7 s: Perfil de densidad (a) y perfil de temperatura (b) en funci´on de la coordenada radial ρpol. (c) Imagen de la proyecci´on poloidal de la densidad de ionizaci´on con los perfiles seleccionados para el NBI#3. Los neutrales ionizados son atrapados por el campo magn´etico y circulan en el plasma sobre diferentes ´orbitas que dependen de la posici´on de deposici´on, la energ´ıa de iones r´apidos, la geometr´ıa de NBI y la estructura del campo magn´etico. En las simulaciones realizadas, se han seguido las trayectorias individuales2de 5 ×105marcadores de Monte Carlo durante un tiempo de seguimiento de 0.1 ms. Cada marcador de Montecarlo representa 0.563×1015 part´ıculas/s en el campo magn´etico del tokamak sin considerar colisiones, siendo la distribuci´on de NBI simulada compatible con la distribuci´on NBI real. Una trayectoria t´ıpica de un ion r´apido impactando sobre AUG FILD1 (situado justo encima del plano medio del tokamak en z = 0.30 m y en una posici´on radial R = 2.161 m) se representa en la Fig.5.7. Si en ese intervalo de tiempo, el marcador impacta con alg´un elemento de la primera pared, que se encuentra modelada en el c´odigo con una geometr´ıa realista3, el c´odigo proporciona las coordenadas espaciales (R,φ,Z) donde cada marcador impacta. Tambi´en proporciona la energ´ıa del ion, el pitch angle en el momento del impacto, el tiempo de vuelo desde el punto donde se origin´o hasta que impacta y las componentes del campo magn´etico en el punto de impacto. 2Las trayectorias de los iones se hacen con un paso de tiempo asociado a las trayectorias en el modo guiding center hasta que la trayectoria de la part´ıcula se aproxima a alg´un elemento de la pared a menos un giroradio de distancia. A partir de ese momento, el procesado de la trayectoria pasa a full orbit, redefiniendo el paso de tiempo. 3La geometr´ıa incluye el modelado tridimensional de la cabeza del detector en la pared. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 140 4.1 cm FILD1 2.01.9 2.1 2.2 0.1 0.2 0.3 0.4 Z (m) AUG #30810 t=2.7 s R(m) (a) (b) Figura 5.7: (a) Trayectoria tridimensional de un ion r´apido dentro de la vasija del reactor obtenida con el c´odigo de simulaci´on ASCOT. (b) Vista poloidal de una ´orbita banana (azul) con E= 60 keV y Λ= 55 ◦incidiendo sobre FILD para la descarga AUG#30810 en t=2.7 s. Se muestra la posici´on de FILD1 dentro de la vasija mostrando la distancia entre el detector y la separatrix. El flujo de part´ıculas que impactan sobre las paredes se describe mejor en el plano (θ, φ),ya que a partir de la localizaci´on (R,φ,Z),se puede obtener (r(θ),θ) invirtiendo las relaciones: R= (R0+r(θ)cos(θ)) z=r(θ)sin(θ) (5.1) para obtener: tan(θ) = z R−R0 r= (R−R0)2+z2(5.2) donde el ´angulo poloidal se representa como θen el rango [-180◦,180◦] y el ´angulo toroidal φ en el rango [0-360◦]. La potencia PP erdidas(θ, φ) que se deposita en la pared debido a la colisi´on de cada part´ıcula, en cada posici´on (θ,φ), se eval´ua mediante la expresi´on: PP erdidas(θ, φ) = Eion(θ, φ)fPNBI P(θ,φ)Eion(θ, φ)(5.3) En esta expresi´on, PNBI representa la potencia total inyectada por el sistema de calentamiento en MW. Para la descarga AUG#30810, el NBI inyecta una potencia de 2.5 MW. f es la fracci´on de part´ıculas que se pierden respecto a las part´ıculas simuladas y Eion(θ, φ), es la energ´ıa que lleva el ion al impactar en el punto de la pared localizado en la posici´on (θ, φ). A partir de esta descripci´on es posible obtener un mapa del flujo de part´ıculas sobre la cabeza (en MW) haciendo un histograma en dos dimensiones de las p´erdidas en el plano toroidal-poloidal obtenido mediante la expresi´on anterior. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 141 Para evaluar las perdidas en MW/m2se precisa asociar una superficie a cada regi´on (θ, φ) en el histograma. La superficie ∆Sasociada a cada regi´on centrada en (θ,φ) viene dado por: ∆S= ∂~ X ∂θ ×∂~ X ∂φ ∆θ∆Φ con ~ X=   (R0+r(θ)cos(θ))cos(φ) (R0+r(θ)cos(θ))sin(φ) r(θ)sin(θ)   (5.4) El histograma que muestra la distribuci´on de potencia por unidad de superficie que se pierde en la pared del reactor se muestra en la Fig.5.8(a). La Fig.5.8(b) muestra, en escala logar´ıtmica, el heat load que incide sobre la cabeza del detector. Se puede observar que el heat load debido a los iones r´apidos en la primera pared del reactor dan lugar a flujos m´aximos inferiores 1 MW/m2. Las p´erdidas se concentran principalmente en el divertor del reactor situado en la posici´on poloidal θ=−100◦. Los bordes de las antenas del sistema ICRH tambi´en se llevan parte del heat load debido a las prompt loss como se observa en la regi´on entorno a θ= 50◦al ser los elementos de la pared que m´as sobresalen de la misma y se encuentran m´as cerca de la posici´on de la columna de plasma. En la imagen se puede observar la posici´on en la que se encuentra FILD1. En la cabeza del detector se puede observar que el heat load obtenido mediante simulaci´on incide principalmente en la base de la cabeza del detector mientras que los laterales del detector reciben menos heat load, que puede llegar a una diferencia de hasta 2 ´ordenes de magnitud. El heat load obtenido en la posici´on del pinhole de entrada del detector se encuentra en torno a 450-500 kW/m2. Ángulo Poloidal (º) Ángulo Toroidal (º) 0 100 200 300 -100 100 0 FILD1 AUG #30810 t=2.7 s 0.26 0.28 0.3 0.32 0.34 -1.9 -1.8 -1.3 -1.25 -1.2 4.0 4.5 5.0 5.5 6.0 Cabeza de FILD 2 Carga Térmica log (W/m ) 10 (a) (b) 2 Carga térmica (kW/m ) 100 10 1 0.1 0.01 0 1000 Figura 5.8: (a) Carga t´ermica sobre la pared de AUG para la descarga AUG#30810 en el instante t=2.7 s. (b) Carga t´ermica en la cabeza del detector FILD (en escala logar´ıtimica). Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 142 5.4. P´erdidas de Iones r´apidos en ASDEX Upgrade La evoluci´on temporal de las p´erdidas de iones r´apidos del NBI en la cabeza del detector FILD1 para la descarga AUG#30810 considerando que el centelleador se mantiene a temperatura ambiente, se presenta en la Fig.5.9(a) y Fig.5.9(b) junto con la carga t´ermica medida en la misma posici´on (pinhole) por la c´amara infrarroja. Tiempo (s) 2 Heat Load (MW/m ) 0.0 4.0 4.1 4.2 4.3 4.4 4.5 10.0 8.0 6.0 4.0 2.0 Cámara-IR FILD 4.0 4.1 4.2 4.3 4.4 4.5 1.0 1.2 1.4 0.8 0.6 0.4 0.2 0.0 ICRH NBI #3 (b) Tiempo (s) 2 Heat Load (MW/m ) 4.7 0.0 1.4 1.2 1.0 0.8 0.6 0.4 0.2 2.0 2.2 2.4 2.6 2.8 3.0 3.2 FILD Cámara-IR (a) NBI #3 Figura 5.9: (a) Evoluci´on temporal de las p´erdidas absolutas de iones r´apidos medidas con FILD1 (se˜nal negra) y carga t´ermica medida con la c´amara infrarroja (se˜nal azul) durante la fase NBI para la descarga AUG#30810. El heat load obtenido en el pinhole mediante la simulaci´on con ASCOT se muestra con un punto rojo. (b) Evoluci´on temporal de las p´erdidas absolutas de iones r´apidos medidas con FILD1 (se˜nal negra) y carga t´ermica medida con la c´amara infrarroja (se˜nal azul) durante la fase de NBI+ICRH. Tambi´en se muestra la simulaci´on realizada con ASCOT que se ha comparado con las medidas experimentales obtenidas con FILD y la c´amara infrarroja. En la figuras se pueden observar que existe una notable correlaci´on entre la evoluci´on temporal de la se˜nal obtenida con la c´amara infrarroja en el pinhole de entrada y las p´erdidas de iones r´apidos medidos por FILD, lo cual indica que el heat load medido en el pinhole proviene principalmente de las NBI prompt loss que calientan la superficie externa del colimador. La se˜nal de la c´amara infrarroja se encuentra por encima de la se˜nal medida con FILD. La se˜nal obtenida con la c´amara infrarroja no es s´olo debida al flujo de iones r´apidos, sino que tambi´en proviene de otras fuentes que contribuyen a la carga t´ermica, como la radiaci´on, el plasma t´ermico, etc, por eso siempre se encuentra por encima de la media con la c´amara infrarroja. La raz´on de la disminuci´on de la carga t´ermica en t=2.85 se desconoce. Cap´ıtulo 5. Medida absoluta del flujo de iones r´apidos en ASDEX Upgrade 143 Un cambio en la f´ısica de la SOL que afecta al transporte de part´ıculas t´ermicas podr´ıa ser responsable de este cambio en la medida de IR mientras que el flujo de iones r´apidos permanece constante. El heat load obtenido mediante la simulaci´on con ASCOT presenta una valor alrededor de 450-500 kW/m2, que presenta una buena concordancia con las medidas absolutas obtenidas con FILD. El heat load obtenido en el marco del desarrollo de esta tesis es consistente con el estimado mediante diagn´osticos de infrarrojos en el tokamak AUG y en el tokamak DIII-D para una descarga calentada con el sistema NBI con un equilibrio magn´etico y caracter´ısticas del plasma similares.