Пространственные профили давления анизотропной плазмы в газодинамической ловушке тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ

На правах рукописи

ЛИЗУНОВ Андрей Александрович

ПРОСТРАНСТВЕННЫЕ ПРОФИЛИ ДАВЛЕНИЯ АНИЗОТРОПНОЙ ПЛАЗМЫ В ГАЗОДИНАМИЧЕСКОЙ ЛОВУШКЕ

01.04.08 - физика плазмы

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

28 НОЯ 2013 005540807

НОВОСИБИРСК - 2013

005540807

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте ядерной физики им. Г.И. Будкера Сибирского отделения Российской академии наук.

НАУЧНЫЙ РУКОВОДИТЕЛЬ:

ИВАНОВ - доктор физико-математических наук,

Александр Александрович Федеральное государственное бюджетное

учреждение науки Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН, г. Новосибирск.

ОФИЦИАЛЬНЫЕ ОППОНЕНТЫ:

АФАНАСЬЕВ - доктор физико-математических наук,

Валерий Иванович Федеральное государственное бюджетное

учреждение науки Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, г. Санкт-Петербург, старший научный сотрудник. ИВАНОВ - кандидат физико-математических наук,

Иван Анатольевич Федеральное государственное бюджетное

учреждение науки Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН, г. Новосибирск, старший научный сотрудник ВЕДУЩАЯ - Федеральное государственное унитарное

ОРГАНИЗАЦИЯ предприятие «Государственный научный центр

Российской федерации Троицкий институт инновационных и термоядерных исследований», г. Троицк.

Защита диссертации состоится « 2-^ » _2013 г.

в « fC » часов на заседании диссертационного совета Д 003.016.03 Федерального государственного бюджетного учреждения науки Института ядерной физики им. Г.И. Будкера Сибирского отделения Российской академии наук.

Адрес: 630090, г. Новосибирск,

проспект Академика Лаврентьева, 11.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Федерального государственного бюджетного учреждения науки Института ядерной физики имени Г.И. Будкера Сибирского отделения Российской академии наук.

Автореферат разослан « 2-Z » _

2013 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

доктор физ.-мат. наук ' A.A. Иванов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность работы

Линейная система для магнитного удержания плазмы газодинамическая ловушка (ГДЛ) [1] имеет определённые перспективы в рамках программы развития термоядерной энергетики [2] и материаловедческих исследований. Наиболее развитым на сегодняшний день является проект источника нейтронов с энергией 14 МэВ [3] на основе ГДЛ с двух-компонентной анизотропной плазмой [4, 5]. Для решения этой задачи, как и для достижения прогресса по другим прикладным направлениям развития концепции ГДЛ, необходимо проведение комплексного экспериментального и теоретического исследования удержания и нагрева плазмы в аксиально-симметричном магнитном поле с большим пробочным отношением. Целью исследований, направленных на проектирование и строительство прикладных установок следующих поколений, является создание физической базы данных, способной исчерпывающим образом описать процессы и явления, происходящие в плазме, сформировать достоверные прогнозы и скейлинги для систем «следующего шага».

Подход к реализации управляемой термоядерной реакции в плазме с магнитным удержанием, реализуемый в газодинамической ловушке, заключается в создании двухкомпонентной плазмы. В данной схеме, «термоядерная» компонента образуется наклонной инжекцией мощных атомарных пучков [6] (в источнике нейтронов на основе ГДЛ предполагается использование пучков трития и дейтерия). При энергии 10 -т- 15 кэВ, захваченные быстрые ионы имеют анизотропную функцию распределения в пространстве скоростей. Как следствие, реализуется анизотропное распределение плотности быстрых ионов в объёме центральной секции ловушки, в которую производится инжекция пучков. Область, занятая быстрыми ионами, ограничена с двух сторон зонами, в которых происходит отражение частиц в сильном магнитном поле. Именно эти зоны -окрестности точки остановки - концентрируют основную долю удерживаемых быстрых ионов. Продольные распределения плотности и давления плазмы имеют максимумы в области точек остановки, которые таким образом, являются зонами увеличенной интенсивности термоядерных реакций и потока нейтронов. Энергетическое, угловое и пространственное распределения быстрых ионов в области точки остановки определяются процессами столкновений, взаимодействия с магнитным и электрическим полями, процессами переноса. С прикладной точки зрения, пространственное распределение давления и параметра /3 = 8пр/В2 в значительной степени характеризует «эффективность» системы как равновесия плазма-магнитное поле с плотными сгустками анизотропной компонен-

ты в областях точек остановки, генерирующими нейтроны. Понятно, что задача исследования пространственных распределений давления плазмы в этих зонах является чрезвычайно важной для газодинамической ловушки.

Прогресс последних десятилетий в развитии методов диагностики высокотемпературной плазмы и создании новых инструментов и технологий вывел концепцию использования динамического эффекта Штарка на лидирующую позицию среди конкурирующих подходов к бесконтактному измерению магнитного поля в плазме [7]. Диагностики на основе динамического эффекта Штарка (Motional Stark Effect, MSE) широко применяются в современных токамаках и стеллараторах для измерения магнитного поля в плазме, распределений плазменного тока и запаса устойчивости [8]. На других установках с магнитным удержанием плазмы, таких как открытые ловушки и пинчи с обращённым полем, MSE-диагностики также используются для измерений абсолютной величины и питч-угла магнитного поля, для вычисления ß и других характеристик равновесия [9]. В условиях эксперимента г» ГДЛ, такой подход имеет дополнительную методическую сложность, связанную с малой величиной измеряемого магнитного поля: В < 0.7 Т. Кроме того, требуется малая относительная погрешность измерений ев < 0.05. Последнее является критическим параметром для измерения диамагнитной модификации поля в плазме с конечным давлением. Высокий уровень требований способствует разработке оригинальных решений, введению инноваций в аппаратную и аналитическую компоненты диагностики. Разработка MSE-диагностики на ГДЛ для измерения малых магнитных полей чрезвычайно интересна как развитие современного метода диагностики и создание конкретной измерительной системы с уникальными параметрами [10,11].

Цель диссертации

Целью данной работы является разработка диагностики для бесконтактного измерения локального магнитного поля в плазме и изучение пространственных профилей давления плазмы в газодинамической ловушке с её помощью.

Личный вклад автора

Личное участие автора в получении результатов, составляющих основу диссертации, является определяющим. Им была проведена разработка спектральной MSE-диагностики для ГДЛ, разработка численной модели для интерпретации данных измерений, проведены измерения пространственных профилей давления плазмы.

Научная новизна

Созданная MSE-диагностика на установке ГДЛ имеет уникальную возможность измерения предельно малого магнитного поля вплоть до 0.3 Т с точностью 2% и разрешением по времени 200 мкс. Результат измерения магнитного поля в плазме ГДЛ В = 0.29 Т является рекордным для MSE-днагностик на установках с магнитным удержанием.

Впервые на ГДЛ были проведены прямые измерения давления плазмы в области точки остановки быстрых ионов. Показано, что параметр ß превышает 0.4 в процессе инжекции мощных пучков дейтерия в ГДЛ. Обнаружен эффект «пинчевания» в ГДЛ - быстрого формирования компактного радиального профиля давления анизотропной плазмы.

Научное и практическое значение результатов

Разработка спектральной MSE-диагностики на ГДЛ является существенным вкладом в развитие современных прецизионных методов исследования плазмы с термоядерными параметрами. Наибольшее значение полученные результаты имеют для установок для удержания плазмы с относительно малым магнитным полем, таких как линейные системы и пинчи с обращённым полем.

Экспериментальное подтверждение возможности устойчивого удержания анизотропной плазмы с ß, превышающим 0.4, является принципиально важным для развития проекта источника нейтронов на основе газодинамической ловушки и других приложений. Обнаружение эффекта «пинчевания» позволило приступить к исследованию нового класса явлений релаксации функции распределения быстрых ионов в ГДЛ в условиях высокого ß.

Результаты исследований, описанных в диссертации, могут быть полезны при подготовке и проведении экспериментов на установке ГДЛ, а также на других установках с магнитным удержанием плазмы. Развитые диагностические методики могут представлять интерес для применения в комплексах активной спектроскопической и корпускулярной диагностики термоядерных установок. Результаты работы могут быть использованы для развития исследовательских установок следующего поколения на основе газодинамической ловушки и при проектировании систем на базе ГДЛ для решения прикладных задач. Результаты работы могут быть непосредственно использованы в ИЯФ СО РАН и Государственном научном центре РФ Троицкий Институт инновационных и термоядерных исследований (ТРИНИТИ).

Результаты диссертации использовались в работе на установке MST в Университете Висконсин-Мэдисон (г. Мэдисон, США).

Положения, выносимые на защиту

На защиту выносятся следующие положения:

1. Разработана спектральная MSE-диагностика для измерения магнитного поля в плазме.

2. Разработана численная модель оптических переходов мультиплета На, предназначенная для расчёта спектра излучения пучка и обработки данных измерений.

3. Проведены измерения магнитного поля в плазме в центральной плоскости ГДЛ. Продемонстрирован экспериментальный результат \В\ = 0.29 ±0.007Г, который соответствует минимальной величине поля, измеренной при помощи MSE-диагностики на установках с магнитным удержанием плазмы.

4. Проведены измерения пространственного профиля магнитного поля в плазме ГДЛ в области точки остановки быстрых ионов. На основании измерений, вычислено значение /3, превышающее 0.4 в при инжекции мощных пучков дейтерия в ГДЛ.

5. Обнаружен эффект пинчевания - быстрого радиального сжатия распределения давления быстрых ионов в ГДЛ.

Апробация результатов работы

Работы, положенные в основу диссертации, неоднократно докладывались и обсуждались на семинарах в ведущих отечественных и зарубежных центрах, таких как ИЯФ СО РАН в г. Новосибирск (Россия), Университет Висконсин-Мэдисон (США). Результаты работы докладывались на четырёх Звенигородских конференциях по физике плазмы и управляемому термоядерному синтезу (2000, 2001, 2003, 2004), трёх конференциях Европейского физического общества по физике плазмы (EPS-2000, Будапешт, Венгрия, EPS-2003, Санкт-Петербург, EPS-2013, Эспоо, Финляндия), трёх Международных конференций по открытым системам для удержания плазмы (OS-2004, Новосибирск, OS-2010, Новосибирск, OS-2012, Цукуба, Япония), трёх Российских конференциях по диагностике высокотемпературной плазмы (Троицк, 2003, Звенигород, 2005, Звенигород, 2013), Конференции по инновационным концепциям удержания плазмы (2006, Остин, США), Конференции по диагностике высокотемпературной плазмы (HTPD-2004, Сан-Диего, США).

Объём и структура работы

Диссертация состоит из введения, четырёх глав и заключения. Полный объём диссертации 115 страниц текста с 34 рисунками и 6 таблицами. Список литературы содержит 80 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обоснована актуальность выбранной темы исследований, сформулированы основные цели работы, отмечены научная новизна и практическая значимость полученных результатов, кратко изложено содержание каждой главы, приведены положения, выносимые на защиту.

Первая глава посвящена описанию линейной магнитной ловушки ГДЛ, задач и параметров эксперимента.

В разделе 1.1 описаны принципы удержания плазмы в газодинамической ловушке. Вводятся базовые параметры, описывающие время жизни и продольные потери в ГДЛ. Кратко рассмотрены основные физические и инженерные задачи реализации проекта источника нейтронов на основе ГДЛ, связь исследовательской программы ГДЛ с упомянутым проектом и другими прикладными направлениями.

В разделе 1.2 описаны основные элементы и подсистемы экспериментальной установки ГДЛ. Магнитная система ГДЛ реализована в виде аксиально-симметричного пробкотрона длиной 7 м. Магнитное поле в центральной плоскости может варьироваться в пределах 0.2 4- 0.33 Т, поле в пробках может достигать 15 Г, что позволяет изменять пробочное отношение в широких пределах. Для создания стартовой «мишенной» плазмы и поддержания баланса частиц во время эксперимента используется газоразрядный источник и системы инжекции молекулярного дейтерия или водорода (газбоксы). Нагрев плазмы и формирование популяции быстрых ионов осуществляется при помощи инжекции мощных атомарных пучков. В описанных экспериментах в различных режимах использовались две версии системы атомарной инжекции ГДЛ: шесть пучков с энергией 15 кэВ и суммарной мощностью 4 МВт и восемь пучков с энергией 25 кэВ и суммарной мощностью 6 МВт. Основные параметры ГДЛ приведены в таблице 1.

Таблица 1.

Параметр

Значение

Расстояние между пробками Магнитное поле в центральной плоскости

7 м

в пробках Плотность мишенной плазмы

до 0.33 Т 2.5 4-15 Т

радиус в центральной плоскости Плотность быстрых ионов в точках остановки Средняя энергия быстрых ионов Максимальное локальное ¡3__

электронная температура

2 • 1013 см-3 до 250 эВ « 10 см

i 1013см-3 и 10 кэВ

0.4

Вторая глава посвящена описанию спектральной МЯЕ-диагностики для измерения магнитного поля в плазме ГДЛ.

В разделе 2.1 рассмотрены основные варианты реализации метода измерения магнитного поля на основе динамического эффекта Штарка в современных диагностиках на установках с магнитным удержанием. Приведен краткий сравнительный анализ сильных и слабых сторон различных версий диагностики на основе динамического эффекта Штарка, указаны границы их применимости.

В разделе 2.2 сформулированы требования к МБ Е-диагностике для измерения магнитного поля в плазме ГДЛ.

В разделе 2.3 изложены физические основы метода измерения магнитного поля на основе МБЕ, приведены базовые определения и уравнения. Схематично рассмотрена структура спектра штарковского муль-типлета На и зависимость величины расщепления уровней энергии от внешнего магнитного поля. В рамках простой модели, расщепление линий пропорционально магнитному полю для атома водорода, что определяет использование водородных и дейтериевых пучков для таких диагностик.

В разделе 2.4 описана спектральная МЭЕ-диагностика на ГДЛ. Диагностика состоит из трёх основных компонент:

• диагностический атомарный пучок;

• оптическая система регистрации излучения;

• модель для обработки данных измерений.

Далее приведена характеристика атомарного пучка, обладающего требуемыми параметрами. Среди диагностик для активной пучковой и спектроскопической диагностики плазмы, МБЕ-диагностика предъявляет наиболее жёсткие (и отчасти противоречивые) требования к пучку. Выбор параметров и соответствующей конструкции ионного источника - вопрос баланса требований, который должен быть разрешен в рамках конкретной диагностической системы. Атомарный пучок ВША-5М, применявшийся для МЭЕ-диагностики на ГДЛ, позволил реализовать основную цель: добиться приемлемого углового разброса при использовании ионно-оптической системы с геометрической фокусировкой и большой плотностью тока в фокусе.

Основой оптической системы регистрации служит спектрометр на основе дифракционной решётки и цифровой ПЗ С-детектор с высокой квантовой эффективностью и малым уровнем собственных шумов. Мо-нохроматор сконструирован по оптической схеме Эберта-Фасти, он имеет малую светосилу (относительное отверстие 1:12) и соответственно прене-брежимые аберрации изображения. Последнее является критически важным в приборах с регистрирующим элементом на основе двумерной мат-

Таблица 2.

Фокусное расстояние

Дифр. решетка

Ширина вх. щели

Относительное отверстие

Обратная линейная дисперсия

Спектральное разрешение

Полуширина (по 1/е) аппаратного контура

Увеличение

500 мм 1800 штр./мм 25 50 мкм и 1 : 12

0.9 нм/мм

« 0.011 нм й 0.02 нм и 1

рины, как в случае MSE-диагностики на ГДЛ. При разработке диагностики, удалось оптимизировать оптическую систему таким образом, что рабочее соотношение сигнал/шум оказывается достаточным даже при использовании данного спектрального прибора с малой светосилой. Основные характеристики монохроматора приведены в таблице 2.

Оптическая система диагностики имеет одну линию наблюдения, направление которой может изменяться при помощи специального юсти-ровочного узла. Это позволяет осуществлять сканирование в плоскости, перпендикулярной магнитной оси ГДЛ, а также вдоль оси. При настройке линии наблюдения на ось, угол по отношению к диагностическому пучку составляет Go = 22.5°.

Существенной частью «аналитической» компоненты диагностики являются процедуры калибровки спектральной дисперсии и спектральной ширины линии излучения атомарного пучка. Первоначальная калибровка дисперсии выполняется на стенде по известным линиям излучения дейтериевой (с примесью водорода) и ртутной ламп. В экспериментальных условиях проводится оперативная калибровка по линиям На (656.285 нм) и СИ (658.288 нм). Оперативная калибровка использовалась при повороте дифракционной решётки спектрометра. Калибровка спектральной ширины линии излучения пучка необходима для увеличения надежности и точности обработки измеренного спектра методом аппроксимации модельной функцией. Калибровка производится измерением спектра при инжекции пучка в газовую мишень в нулевом магнитном поле. Измеренная таким образом ширина линии излучения соответствует эффективному спектральному разрешению диагностики, она используется в качестве фиксированного параметра аппроксимации рабочих спектров при помощи модели. Согласно измерениям, эффективное спектральное разрешение равно 5XSUTn ~ 0.055 нм.

Далее в разделе 2.4 (подразделы 2.4.4 и 2.4.5) описаны измерения магнитного поля в плазме ГДЛ при помощи разработанной MSE-диагностики. Измерения проводились при различных сценариях эксперимента ГДЛ с точке остановки быстрых ионов, а также в центральной плоскости

установки. Эти зоны соответствуют максимуму и минимуму давления быстрых ионов, соответственно. Результат измерения магнитного поля в центре при значении вакуумного магнитного поля Bvac = 0.315 Т: |JB| = 0.29 ± 0.007 Т с временем интегрирования 180 мкс. Это наименьшая величина магнитного поля, которую удалось измерить при помощи MSE-диагностики в установках для удержания плазмы. Характерный результат измерения магнитного поля в точке остановки быстрых ионов в том же режиме: В = 0.428 ± 0.013 Т. Индукция вакуумного поля в точке остановки составляет В^ас = 7.3 Т (пробочное отношение в данном

сечении равно R = 2).

Третья глава посвящена описанию численной модели распределения интенсивности в штарковском мультиплете На.

В разделе 3.1 изложена постановка задачи: переход от простой аналитической формулы штарковского расщепления линии к численному решению квантово-механической задачи с учётом всех существенных взаимодействий, приводящих к модификации уровней энергии электрона в атоме водорода. Следует заметить, что целью данной части работы является разработка численной модели, удобной для практического применения при обработки данных измерений спектральной MSE-диагностики. Модель базируется на подробно изученных эффектах и содержит хорошо известные формулы и уравнения.

В разделе 3.2 описан метод вычислений. Оператор взаимодействия

записан следующим образом:

Нtotal — нstark + Hzeeman + Hrei,

где Hstark - гамильтониан взаимодействия с электрическим полем (эффект Штарка), Hzeeman ~ гамильтониан взаимодействия с магнитным полем (эффект Зеемана), Нге1 - гамильтониан, описывающий спин-орбитальное взаимодействие, лэмбовский сдвиг и релятивистскую зависимость энергию уровней от квантовых чисел. Значения уровней энергии являются собственными числами матрицы полного оператора взаимодействия. В свою очередь, относительные интенсивности переходов между подуровнями пропорциональны матричным элементам координаты г, вычисленным по состояниям - собственным векторам оператора взаимодействия.

В разделе 3.3 подробно рассмотрены все слагаемые оператора взаимодействия, записаны основные уравнения для собственных чисел

и собственных векторов.

В разделе 3.3 приведены результаты вычислений. В модели используется реальная геометрия, соответствующая MSE-диагностике на ГДЛ. При этом производится моделирование компонент спектра с поляризацией, соответствующей измеряемому оптическому сигналу. Также модель

учитывает конечное спектральное уширение каждой линии излучения, которое может Задаваться в соответствии с результатами калибровки диагностики. В данном разделе показаны примеры модельных спектров для различных значений магнитного поля и энергии частиц пучка. Показано, что в магнитном поле В < 0.3 Т и энергии инжекции водородного пучка Е{П] < 40 кэВ влияние эффектов тонкой структуры достаточно велико. Поэтому использование точной квантово-механической модели для обработки экспериментальных данных в таких условиях является необходимым.

Разделы 3.5 и 3.6 - приложения, содержащие список констант задачи и полные матрицы оператора взаимодействия.

Четвертая глава посвящена результатам измерения радиального профиля /3 двухкомпонентной плазмы в ГДЛ.

В разделе 4.1 подробно описан сценарий эксперимента. Стартовая «мишенная» плазма создавалась при помощи источника, расположенного в торцевом баке ГДЛ. В «мишенную» плазму производилась ин-жекция шести дейтериевых пучков СТАРТ-3, параметры пучков приведены в Главе 1. В конце импульса инжекции длительностью 1мс энергия популяции быстрых ионов достигала 0.9 кДж, электронная плотность -5 • 1013 см~3, электронная температура - 200 эВ.

В разделе 4.2 проделаны численные оценки поперечного /? компоненты быстрых ионов в области точки остановки, соответствующие экспериментальным параметрам. В предположении малой ширины угловой функции распределения, оценка даёт /3^гп ~ 0.3. Как показывают результаты измерений при помощи МБЕ-диагностики, эта оценка находится в удовлетворительном согласии с экспериментом.

В разделе 4.4 приведены результаты измерения радиального профиля давления плазмы в области точки остановки быстрых ионов в ГДЛ. Приведены осциллограммы основных параметров: захваченной мощности атомарной инжекции и диамагнетизма (энергии плазмы). Показаны радиальные профили электронной температуры и плотности плазмы, измеренные при помощи диагностики томсоновского рассеяния в центральной плоскости ГДЛ. Согласно данным МЭЕ-диагностики, в описанном выше режиме эксперимента магнитное поле в точке остановки имеет величину В = 0.428 ± 0.013 Т. Диамагнитное ослабление поля в плазме характеризуется величиной АВ/В — ■ В рамках приближения

равновесия плазмы с резкой границей в магнитном поле, можно вычислить /3_|_ ~ 2^. Тогда максимальное значение /3_]_ на оси, измеренное на конечной стадии инжекции мощных дейтериевых пучков, равно 0.4. Эта величина близка к теоретическому пределу устойчивости относительно баллонных мод МГД-колебаний в ГДЛ. Кроме того, характерный раз-

мер радиального профиля давления равен ~ 8 см, что приблизительно соответствует ларморовскому радиусу иона с энергией ~ 10 кэВ - средней энергией популяции быстрых ионов. Сформулирован вывод о экспериментальном наблюдении формирования компактного сгустка анизотропной плазмы с высоким давлением в области точки остановки. Этот эффект условно назван «пинчеванием» быстрых ионов в ГДЛ.

В заключении сформулированы основные результаты, полученные в работе:

1. Разработана спектральная диагностика для измерения магнитного поля в плазме на основе динамического эффекта Штарка. Основной задачей МБ Е-диагностики является определение модификации магнитного поля в плазме, связанной с давлением анизотропной компоненты, и вычисление параметра ¡3. Точность измерения локального магнитного поля составляет 2-4-4%, что позволяет вычислять /3 плазмы с погрешностью порядка 10% в стандартном режиме ГДЛ. Пространственное разрешение диагностики позволяет измерять радиальное распределение давления плазмы.

2. Разработана модель структуры уровней энергии и относительной интенсивности оптических переходов мультиплета На. Численный код на основе данной модели позволяет моделирование спектра излучения водородного или дейтериевого пучка, движущегося в поперечном магнитном поле произвольной напряжённости. Модель предназначена для математической обработки результатов измерений МБЕ-диагностики на ГДЛ.

3. Достигнута точность измерения 0.007 Т в области предельно малых магнитных полей вплоть до 0.29 Т. Это минимальная величина магнитного поля, измеренная при помощи МБЕ-диагностики в установках для удержания плазмы.

4. При помощи МЯЕ-диагностики на ГДЛ были проведены локальные измерения /3 анизотропной плазмы высокого давления в области точки остановки быстрых ионов. Максимальное значение /3 на оси составляет 0.4, что близко к предсказываемому теорией пределу устойчивости для баллонных мод МГД-колебаний. Максимальная плотность быстрых ионов ~ 2 • 1013 см-3, оказывается близкой к плотности мишенной плазмы, равной — 2.5 • 1013 см- .

5. Характерный поперечный размер профиля /3, равный ~ 8см, близок к величине ларморовского радиуса иона со средней энергией ЮкэВ

5.6 см).

6. Результаты измерений позволяют сделать заключение о существовании эффекта «пинчевания» - формирования компактного ради-

ального профиля давления анизотропной плазмы в ГДЛ. Ионно-горячая анизотропная плазма с высоким ß удерживается в МГД-устойчивом режиме.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. A.A. Ivanov, A.V. Anikeev, P.A. Bagryansky, P.P. Deichuli, S.A. Korepanov, A.A. Lizunov, et. al. Experimental evidence of high-beta plasma confinement in an axially symmetric gas dynamic trap. // Physical Review Letters 04/2003, 90(10) :105002.

2. Andrej Lizunov, Alexander Donin, Valeriy Savkin. Spectral motional Stark effect diagnostic for measurement of magnetic fields below 0.3 T. // Review of Scientific Instruments 08/2013, 84(8):086104.

3. A.A. Lizunov, D.J. Den Haxtog, et. al. Multi-point measurement of \B\ in the gas-dynamic trap with a spectral motional Stark effect diagnostic. // Review of scientific instruments 08/2011, 82(8):086105.

4. G.F. Abdrachitov, P.A. Bagryansky, D.J. Den Hartog, A.A. Ivanov, S.A. Korepanov, A.A. Lizunov, G. Fiskel, D.A. Khilchenko. Motional Stark Effect Diagnostic for Multi-Chord Measurements of Plasma Beta in GDT. // Fusion Science and Technology 01/2005, 47(1T).

5. D.J. Den Hartog, D. Craig, D.A. Ennis, G. Fiksel, S. Gangadhara, D.J. Holly, J.C. Reardon, V.l. Davydenko, A.A. Ivanov, A.A. Lizunov, M.G. O'Mullane, and H.P. Summers. Advances in neutral-beam-based diagnostics on the Madison Symmetric Torus reversed-field pinch. // Review of Scientific Instruments 10/2006; 77(10):10F122.

6. D.J. Den Hartog, J.-W. Ahn, A.F. Almagri, J.K. Anderson, A.A. Lizunov, et. al. Recent improvements in confinement and beta in the MST reversed-field pinch. // Nuclear Fusion 08/2007; 47(9):L17.

7. P.A. Bagryansky, P.P. Deichuli, A.A. Ivanov, S.A. Korepanov, A.A. Lizunov, S.V. Murakhtin, V.Ya. Savkin, D.J. Den Hartog, G. Fiksel. Measurements of the radial profile of magnetic field in the Gas-Dynamic Trap using a motional Stark effect diagnostic. // Review of Scientific Instruments 02/2003; 74(3):1592-1595.

8. T.C. Simonen, A. Anikeev, P. Bagryansky, A. Beklemishev, A. Ivanov, A. Lizunov, V. Maximov, V. Prikhodko, Yu. Tsidulko. High Beta Experiments in the GDT Axisymmetric Magnetic Mirror. // Journal of Fusion Energy 04/2012; 29(6):558-560.

9. A.V. Anikeev, P.A. Bagryansky, A.A. Ivanov, A.A. Lizunov, S.V. Murakhtin, V.V. Prikhodko, A.L. Solomakhin, K. Noack. Confinement of Strongly Anisotropic Hot-ion Plasma in a Compact Mirror. // Journal of Fusion Energy 01/2007; 26(1):103-107.

10. A.V. Anikeev, P.A. Bagryansky, A.A. Ivanov, A.A. Lizunov, V.V. Maximov, S.V. Murakhtin, V.V. Prikhodko. Study of Fast Ion Profiles in the Gas Dynamic Trap. // Fusion Science and Technology - FUSION SCI TECHNOL. 01/2005; 47:92-95.

11. V.V. Maximov, A.V. Anikeev, P.A. Bagryansky, A.A. Ivanov, A.A. Lizunov, S.V. Murakhtin, K. Noack, V.V. Prikhodko. Spatial profiles of fusion product flux in the gas dynamic trap with deuterium neutral beam injection. // Nuclear Fusion 03/2004; 44(4) :542.

Список литературы

[1] Ivanov A.A., Prikhodko V.V. Gas-dynamic trap: an overview of the concept and experimental results. // Plasma Physics and Controlled Fusion. - 2013. -Vol. 55. - P. 063001.

[2] Мирнов В.В., Рютов Д.Д. Газодинамическая ловушка. // В сб. Вопросы атомной науки и техники, сер. Термоядерный синтез. М.: ЦНИИАТОМ-ИНФОРМ - 1980. - Вып. 1, No. 57. - С. 57-66.

[3] Котельников И.А., Рютов Д.Д., Цидулко Ю.А., Катышев В.В., Комин А.В., Кривошеев В.М. Математическая модель источника нейтронов на основе газодинамической ловушки. // Препринт/Ин-т ядер, физики СО АН СССР - 1990. - С. 90-105.

[4] Maximov V.V., Anikeev A.V., Bagryansky Г Л., Ivanov А.А., Lizunov A.A., Murachtin S.V., Noack K., Prikhodko V.V. Spatial profiles of fusion product flux in the gas dynamic trap with deuterium neutral beam injection. // Nuclear Fusion. - 2004. - Vol. 44, No. 4. - P. 542-547.

[5] A.A. Ivanov, A.V. Anikeev, P.A. Bagryansky, D.J. Den Hartog, G. Fiksel, P.P. Deichuli, S.A. Korepanov, K. Noack, A.A. Lizunov, V.V. Maximov, S.V. Murakhtin and V.Ya. Savkin. Experimental Evidence of High-Beta Plasma Confinement in an Axially Symmetric Gas Dynamic Trap. // Phys. Rev. Letters. - 2003 - Vol. 90. - No. 10. - P. 105002.

[6] Abdrashitov G.F., Abdrashitov A.G., Deichuli P.P., Donin A.S., Khilchenko A.D., Lizunov A.A., Moiseev D.V., Murachtin S.V., Sorokin A.V., Zubarev P.V. Neutral beam system of the gas dynamic trap. // Transactions of Fusion Science and Technology. - 2011. - Vol. 59. - P. 280.

[7] Levinton F.M. The motional Stark effect: Overview and future development. // Rev. Sci. Instrum. - 1999. - Vol. 70. - No. 1. - P. 810-814.

[8] Wroblewski D., Lao L.L. Polarimetry of motional Stark effect and determination of current profiles in DIII-D. // Rev. Sci. Instrum. - 1992. -Vol. 63. - No. 10. - P. 5140-5147.

[9] Den Hartog D., Craig D., Ennis D., Fiksel G., Gangadhara S., Holly D., Reardon J., Davydenko V., Ivanov A., Lizunov A. Advances in neutral-beam-based diagnostics on the Madison Symmetric Torus reversed-field pinch. // Rev. Sci. Instr. - 2006. - Vol. 77. - P. 10F122.

[10] Lizunov A.A., Den Hartog D.J., Donin A.S., Ivanov A.A., Prikhodko V.V. Multi-point measurement of В in the gas-dynamic trap with a spectral motional Stark effect diagnostic. // Rev. Sci. Instr. - 2011. - Vol. 82. - P. 086105.

[11] Lizunov A.A., Donin, A.S., Savkin V.Ya. Spectral motional Stark effect diagnostic for measurement of magnetic fields below 0.3 T. // Rev. Sci. Instr. - 2013. - Vol. 84. - P. 086104.

ЛИЗУНОВ Андрей Александрович

Пространственные профили давления анизотропной плазмы в газодинамической ловушке

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

_Подписано в печать 19.11.2013 г._

Сдано в набор 19.11. 2013 г. Формат 60x90 1/16 Объем 0.8 печ.л., 0.7 уч.-изд.л.

_Тираж 100 экз. Бесплатно. Заказ № 30_

Обработано на РС и отпечатано на ротапринте ИЯФ СО РАН, Новосибирск, 630090, пр. Академика Лаврентьева, 11

ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ

УЧРЕЖДЕНИЕ НАУКИ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ ИМЕНИ Г.И. БУДКЕРА СИБИРСКОГО ОТДЕЛЕНИЯ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ

НАУК

си^пи^'Ч На правах рукописи

ЛИЗУНОВ АНДРЕЙ АЛЕКСАНДРОВИЧ

ПРОСТРАНСТВЕННЫЕ ПРОФИЛИ ДАВЛЕНИЯ АНИЗОТРОПНОЙ ПЛАЗМЫ В ГАЗОДИНАМИЧЕСКОЙ ЛОВУШКЕ

01.04.08 - физика плазмы

Диссертация на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель Иванов Александр Александрович доктор физико-математических наук, профессор

Новосибирск - 2013

Оглавление

Введение ......................................................5

Глава 1. Линейная система ГДЛ..........................8

1.1 Концепция газодинамической ловушки..............8

1.2 Основные элементы установки ГДЛ..................13

1.2.1 Магнитная система................................13

1.2.2 Система создания плазмы........................14

1.2.3 Система атомарной инжекции.........16

1.2.4 Диагностики......................................16

1.2.5 Сценарий и основные параметры эксперимента 18 Глава 2. Спектральная МБЕ-диагностика для измерения магнитного поля в плазме ГДЛ.....22

2.1 Методы измерения магнитного поля в ловушках для удержания плазмы ....................................22

2.2 Требования к МБЕ-диагностике для измерения давления анизотропной плазмы в ГДЛ..................28

2.3 Принцип измерения магнитного поля на основе динамического эффекта Штарка........................29

2.4 Спектральная МБЕ-диагностика на установке ГДЛ 32

2.4.1 Калибровка спектральной дисперсии..........49

2.4.2 Калибровка уширения линий излучения диагностического пучка............................50

2.4.3 Математическая обработка спектров..........52

2.4.4 Измерение магнитного поля в точке остановки быстрых ионов ..................................53

2.4.5 Измерение магнитного поля в центральной плоскости ГДЛ..................................54

2.4.6 Погрешности измерений и точность вычисления магнитного поля............................60

Глава 3. Модель распределения интенсивности в

спектре мультиплета На ...............62

3.1 Постановка задачи ....................................62

3.2 Метод вычислений ....................................63

3.3 Оператор взаимодействия ............................66

3.3.1 Релятивистские эффекты......................66

3.3.2 Эффект Зеемана................................72

3.3.3 Динамический Эффект Штарка................73

3.4 Результаты численного моделирования уровней энергии и относительной интенсивности линий для

мультиплета На.................... 78

3.5 Физические константы, используемые в расчёте . . 84

3.6 Матрицы гамильтониана взаимодействия для п = 2

и п = 3......................... 86

Глава 4. Измерения радиального профиля /3 двух-

компонентной плазмы в ГДЛ............90

4.1 Основные параметры эксперимента......... 90

4.2 Численные оценки /3 ................. 91

4.3 Результаты измерений ................ 94

4.3.1 Обсуждение результатов измерений......99

Заключение..........................104

Литература..........................106

Введение

В работе описана разработка диагностического комплекса для бесконтактного измерения магнитного поля в плазме на основе динамического эффекта Штарка (Motional Stark Effect, MSE), а также экспериментальное исследование пространственных профилей модификации поля, возникающих в плазме газодинамической ловушки (ГДЛ) при накоплении популяции ионов водорода или дейтерия с анизотропной функцией распределения и термоядерными энергиями. Диагностика состоит из инжектора атомарного пучка, оптической системы регистрации и численной модели уровней энергии в атоме водорода, движущегося в поперечном магнитном поле.

Принцип измерения магнитного поля, используемый в MSE-диагностике на ГДЛ, заключается в спектральном анализе излучения водородного или дейтериевого пучка. Оптимизация и прецизионный контроль параметров пучка, а также оптическая схема спектрометра с малыми аберрациями, позволили осуществить калибровку эффективного аппаратного контура (эффективного спектрального разрешения) MSE-диагностики. Это чрезвычайно валено в условиях эксперимента на ГДЛ, поскольку основной задачей является измерение модификации магнитного поля 0.29 -г- 0.65 Т, имеющего величину 10-г50% в различных режимах и в различных областях плазмы. Величина диамагнитной модификации поля в плазме, отнесённая к вакуумному полю, позволяет вычислить параметр ß, характеризующий эффективность удержания плазмы.

Спектр излучения пучка, полученный при помощи спектрометра высокого разрешения, после преобразования в цифровой сигнал подвергается математической обработки при помощи численной модели. При величине

магнитного поля \В\ > 0.3 Т в условиях эксперимента на ГДЛ для обработки измеренных спектров оправдано применение «упрощённой» модели расщепления мультиплета На, учитывающей лишь динамический эффект Штарка. Для обеспечения требуемой точности измерений (относительная погрешность < 5%) при магнитном поле \В\ < 0.3 Т, в модели необходимо учитывать также эффект Зеемана, спин-орбиталыгое взаимодействие и другие эффекты. Разработанный численный код для расчёта распределения интенсивности оптических переходов мультиплета На позволяет моделировать спектр излучения пучка в реальной геометрии измерений. С его помощью удаётся обрабатывать экспериментальные данные и вычислять магнитное поле и (3 плазмы с требуемой точностью. Данный код с успехом может применяться на других установках с магнитным удержанием для обработки данных измерений спектральных М8Е-диагностик.

Разработанный диагностический комплекс является важным инструментом для изучения пространственных распределений давления анизотропной плазмы в ГДЛ.

На защиту выносятся следующие основные положения:

Разработка спектральной МЗЕ-диагностики для измерения магнитного поля в плазме газодинамической ловушки.

Разработка численной модели оптических переходов мультиплета На, предназначенной для расчёта спектра излучения пучка и обработки данных измерений, полученных с помощью МБЕ-диагностики.

Достижение точности измерения 0.007 Т в области предельно малых магнитных полей вплоть до 0.29 Т.

Измерение пространственного профиля магнитного поля и давления плазмы ГДЛ в области точки остановки быстрых ионов. На основании изме-

рений, определение значения превышающего 0.4 при инжекции мощных пучков дейтерия в ГДЛ.

Обнаружение эффекта пинчевания - быстрого радиального сжатия сгустка быстрых ионов вблизи точки остановки в ГДЛ.

Глава 1 Линейная система ГДЛ

1.1. Концепция газодинамической ловушки

Концепция удержания плазмы в так называемом газодинамическом режиме и схема газодинамической ловушки (ГДЛ) [1] были предложены в 1979 г. В.В. Мирновым и Д.Д. Рютовым как развитие идеи классического пробкотрона Будкера-Поста [2]. Авторами была поставлена задача усовершенствовать схему пробкотрона, сохранив ее привлекательные стороны и, в то же время, улучшив перспективы создания на ее основе термоядерной установки. Как известно, удержание частиц в пробкотроне основано на сохранении их энергии и магнитного момента при движении в магнитном поле. Ионы, питч-угол которых лежит вне конуса потерь, совершают продольные колебания между точками остановки. Соответственно, скорость их ухода из ловушки определяется темпом рассеяния на при столкновениях. Оценочно время жизни частиц в пробкотроне задаётся следующей формулой:

т^ЫЯ/иц, (1.1)

где уц - частота ион-ионных столкновений, Я = Втах/Во - пробочное отношение, т.е. отношение напряжённости магнитного поля в пробке к напряжённости в центральной части. Формула (1.1) справедлива, если характерная длина свободного пробега ионов относительно рассеяния в конус потерь существенно превышает длину ловушки (расстояние между пробками): Хц Ь. Для газодинамической ловушки характерная длина пробега ионов относительно рассеяния на угол при вершине конуса потерь много

меньше расстояния между пробками:

(1.2)

а пробочное отношение Я 1. При этом время жизни частиц может оцениваться по так называемой «газодинамической» формуле, аналогично тому, как оценивается время истечения газа из объёма с маленьким отверстием:

где L ~ длина ловушки, vs - скорость звука в плазме.

Создание термоядерного реактора на основе схемы газодинамической ловушки [3] на сегодняшний день требует решения некоторых сложных физических и инженерных проблем. Это связано, в том числе, с необходимостью делать такой реактор очень большим (2-3 км) для получения приемлемых значений коэффициента усиления мощности Q = 3 -f- 4 - даже при использовании в пробках близкого к пределу технической осуществимости постоянного магнитного поля 35-40 Т.

Привлекательным выглядят перспективы создания на основе ГДЛ мощного источника 14 МэВ нейтронов [4], образующихся в термоядерной реакции D-T. Необходимость подобного источника для испытаний материалов первой стенки термоядерных установок является общепризнанной. Строительство установок следующих за ITER [5,6] поколений (например, проект DEMO [7]) подразумевает и развитие проекта источника нейтронов для испытания материалов. Обзор основных концепций физики удержания плазмы, а также важнейших результатов исследований, рассмотрение перспектив газодинамической ловушке приводится в [8].

Вкратце, принцип работы источника нейтронов на основе ГДЛ заключается в следующем. Поток термоядерных нейтронов излучается в резуль-

т ~ RL/2vs,

(1.3)

расширитель пробки пучки пробки

Рис. 1.1. Конфигурация магнитного поля и продольный профиль плотности плазмы в проекте источника нейтронов на основе ГДЛ.

тате реакций синтеза, происходящих между ионами БиТ, имеющими анизотропное угловое распределение. Следует сделать оговорку, что термин «термоядерный» не вполне корректен по отношению к плазме, имеющей анизотропное - отличное от максвелловского - распределение по энергиям и углам. Однако, мы будем им пользоваться как устоявшимся в данной области. Популяция быстрых тритонов и дейтонов образуется а результате наклонной инжекции пучков дейтерия и трития с энергией «100 кэВ в центральную часть установки. В отличие от ГДЛ-реактора, для обеспечения проектного значения нейтронного потока « 2МВт/м2 достаточно «умерен-

ной» электронной температуры 0.5-1 кэВ. При этом характерное время рассеяния анизотропных дейтонов и тритонов существенно превышает время торможения и угловое распределение остаётся узким с центром на значении начального питч-угла для достаточно низких энергий частиц. Это приводит к формированию резких максимумов плотности быстрых ионов в областях точек остановки, где частицы проводят большую часть времени баунс-колебания (рис. 1.1). Поэтому продольный профиль нейтронного потока также имеет максимум в этих областях, которые должны играть роль зон для испытания материалов. Важным преимуществом схемы нейтронного источника на основе газодинамической ловушки является принципиальная достижимость значений /3 = 8тгр/В2 порядка 1 в аксиально-симметричной конфигурации магнитного поля. Являясь одним из ключевых для достижения высоких параметров источника, это свойство газодинамической ловушки нуждается во всесторонней экспериментальной проверке. Следует заметить, что МГД-устойчивость плазмы с /3 ^ 1 в эксперименте на открытой ловушке с квадрупольной геометрией магнитного поля, обеспечивающей средний минимум В, была успешно продемонстрирована ранее [9].

Для экспериментального обоснования проекта источника нейтронов в Институте ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН была создана установка ГДЛ [1]. В течение ряда лет на ней осуществляется программа по моделированию физических процессов в источнике нейтронов. В работах [10-14] изложены результаты исследований, проводившихся на ГДЛ.

Аналогично проекту источника нейтронов, в эксперименте на ГДЛ создаётся плазма, состоящая из двух компонент. Первая компонента, так называемая «мишенная» плазма, является столкновительной, так что справедливо условие (1.2). Время жизни частиц «мишенной» плазмы определя-

ется газодинамической формулой (1.3). Вторая компонента - быстрые ионы - образуется в результате захвата пучков водорода или дейтерия, инжектированных в «мишенную» плазму под углом 45° к оси в центре установки. Быстрые ионы удерживаются адиабатически, совершая продольные баунс-колебания между точками остановки, расположенными в пробочном отношении 11=2. Помимо захвата атомарных пучков, роль мишенной плазмы заключается в обеспечении МГД-устойчивости системы. Также известно из ряда теоретических и экспериментальных работ, что функции распределения частиц, анизотропные в пространстве скоростей, часто бывают неустойчивыми. Для характерной функции распределения быстрых ионов в ГДЛ наиболее опасными являются дрейфово-конусная неустойчивость (ДКН, или БСЬС) и альфвеновская ионно-звуковая неустойчивость (А1С), развивающиеся при отсутствии частиц в конусе потерь и большом значении анизотропии А = УУ^/У/^. Микронеустойчивости могут развиваться как в плазме с малым /3 [15], так и с конечным /5 [16,17]. Добавка некоторой плотности изотропной (максвелловской) компоненты плазмы может приводить к стабилизации этих микронеустойчивостей [18,19].

В течение ряда лет были проведены эксперименты, в которых было продемонстрировано МГД-устойчивое удержание плазмы с ¡3 < 0.1 в аксиально-симметричной газодинамической ловушке с внешними стабилизаторами, в качестве которых применялись расширители и касп [20]. В последующих экспериментах по изучению удержания быстрых ионов в ГДЛ, согласно оценкам и результатам численного моделирования, было получено значение /3 ~ 0.15 в точках остановки [21]. Степень пикировки плотности и давления горячей анизотропной плазмы в этих областях сильно зависит от скорости углового рассеяния ионов. Для получения проектной плотно-

сти потока нейтронов скорость углового рассеяния должна быть близкой к величине, определяемой парными кулоновскими столкновениями. Возникновение аномального рассеяния, связанного с развитием неустойчивостей в плазме, приводит к уширению угловой функции распределения и снижению эффективности источника нейтронов [22]. С другой стороны, для ГДЛ с конфигурацией магнитного поля, оптимизированной для устойчивости относительно желобковых МГД-колебаний, теорией предсказывается порог развития баллонных мод при /3 « 0.4 [3]. При оптимизации геометрии магнитного поля для улучшения устойчивости относительно именно баллонных возмущений, согласно теории, пороговое значение ¡3 может быть увеличено до 0.7-0.8 [3]. Поэтому прямые измерения пространственного профиля ¡3 является важным компонентом исследований удержания анизотропной двухкомпонентной плазмы в газодинамической ловушке.

Схема установки ГДЛ показана на рисунке 1.2. Центральная ячейка ГДЛ представляет собой длинный аксиально-симметричный пробкотрон с расстоянием между пробками 7 м (см. рис. 1.2). Конструкция магнитной системы установки была спроектирована таким образом, чтобы геометрия силовых линий поля в центральной части вносила минимальный отрицательный вклад в интегральный критерий устойчивости относительно желобковых МГД-колебаний. Уравнение силовой линии приблизительно задаётся формулой:

1.2. Основные элементы установки ГДЛ

1.2.1. Магнитная система.

(1.4)

где го - радиус силовой линии в центральной плоскости ловушки, г - координата вдоль оси установки {% = 0 - в центральной плоскости), К = Вт/Во - пробочное отношение, т.е. отношение напряжённостей магнитного поля в пробке и центральной плоскости, соответственно.

Ток в соленоиде основной магнитной системы ГДЛ близок по форме к половине синусоиды с полупериодом ~ 120 мс. При максимально допустимом напряжении зарядки конденсаторной батареи основного соленоида, магнитное поле в центральной плоскости ловушки достигает 0.35 Т. Каждый из двух пробочных узлов ГДЛ состоит из двух соосных катушек: внешняя является элементом основного соленоида, внутренняя имеет независимое питание от собственного емкостного накопителя энергии. Благодаря этому, пробочное отношение может задаваться в пределах от 12.5 до приблизительно 70. Обсуждаемые в настоящей работе эксперименты по изучению плазмы высокого давления проводились при пробочном отношении 30-г40. Подробное описание магнитной системы установки ГДЛ содержится в [23,24].

1.2.2. Система создания плазмы.

Заполнение центральной ячейки ГДЛ мишенной плазмой на начальном этапе эксперимента производится при помощи источника плазмы [25], установленного в одном из торцевых баков. Для поддержания баланса частиц мишенной плазмы в различных схемах эксперимента применялся источник плазмы, а также системы импульсного напуска газа в периферийную область плазменного шнура [26,27] (см. рис. 1.2). Более подробно сценарий эксперимента описан в разделе 1.2.5.

Рис. 1.2. Установка ГДЛ: 1-центральная ячейка; 2-касп; 3-расширитель; 4-торцевой бак; 5-основной источник плазмы; 6-дополнительный источник плазмы; 7-атомарные инжекторы; 8-катушки основной магнитной системы; 9-магнитные пробки; 10-электродуговые испарители титана; 11-приемник плазмы; 12-инжектор холодного газа.

1.2.3. Система атомарной инжекц