Análisis de isótopos de hidrógeno en W - Grupo de ejecución del río Zhejiang

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 2285 (2023) Citar este artículo

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La espectroscopia de descomposición inducida por láser (LIBS) es una tecnología prometedora para el análisis in situ de componentes de revestimiento de plasma en instalaciones de fusión de confinamiento magnético. Es de gran interés monitorear la retención de isótopos de hidrógeno, es decir, tritio y deuterio durante muchas horas de operación para garantizar la seguridad y disponibilidad del futuro reactor. En nuestros estudios, utilizamos pulsos de láser ultravioleta de femtosegundos para analizar baldosas de tungsteno (W) que se expusieron a un plasma de deuterio en el dispositivo de plasma lineal PSI-2, que imita las condiciones en la primera pared. Se utiliza un espectrómetro de alta resolución para detectar la transición Balmer-\(\alpha\) de la superficie de los isótopos de hidrógeno implantados (H y D). Utilizamos CF-LIBS sin calibración para cuantificar la cantidad de deuterio almacenado en W. Este estudio de prueba de principio muestra la aplicabilidad de los láseres de femtosegundos para la detección de una baja concentración de deuterio presente en el material de la primera pared de los experimentos de fusión predominantes.

Los componentes de revestimiento de plasma (PFC) de una cámara de vacío de fusión confinada magnéticamente están expuestos a condiciones ambientales extremas, incluidas altas temperaturas extraordinarias, radiación y flujos de partículas de alta energía. Todas esas circunstancias darán lugar a la erosión de la superficie, la deposición de partículas y la posible destrucción, con la consiguiente mayor probabilidad de retención de combustible durante la operación de plasma de fusión1,2,3. Para garantizar la seguridad y la autosuficiencia de tritio de un próximo reactor de fusión, la cantidad total absorbida de deuterio y tritio dentro de los PFC debe rastrearse in situ durante muchas horas de funcionamiento. Se ha propuesto el uso de la espectroscopia de ruptura inducida por láser (LIBS), ya que también tiene numerosas aplicaciones en diagnósticos poco invasivos y sin intervención, como la gestión de desechos nucleares5 o el análisis de materiales en las misiones a Marte actuales y futuras6. Especialmente, cuando se trata de la detección de elementos menores y aplicaciones de resolución de alta profundidad, LIBS aparece como una herramienta poderosa7,8,9. Un requisito para un método LIBS cuantitativo es una difusión de calor reducida al material a granel por los pulsos de láser para que las aproximaciones estequiométricas puedan mantenerse, cuando se analiza el plasma en expansión. Para garantizar esto y lograr una alta resolución de profundidad, la solución preferida es el uso de un pulso láser de duración inferior a picosegundos10.

En este trabajo utilizamos pulsos de láser UV ultracortos para la generación de plasma láser en un entorno de argón, junto con detección de emisión óptica con un espectrómetro Czerny-Turner de alta resolución espectral. El método de detección aquí es similar a los estudios de Kurniawan et al.11. Las capacidades de este sistema, combinadas con un enfoque CF-LIBS, permitieron la detección y cuantificación del contenido de hidrógeno y deuterio de las placas de tungsteno expuestas a un plasma de deuterio en el dispositivo de plasma lineal PSI-2 en Forschungszentrum Jülich12. Estos mosaicos sirven como sustitutos de los PFC en este contexto. El contenido de deuterio calculado con CF-LIBS se comparó directamente con los resultados obtenidos con espectroscopia de desorción térmica (TDS). La longitud de onda UV de \(343\,{\mathrm{nm}}\) y la duración del pulso de \(500\,\mathrm{fs}\) se eligieron para trabajar hacia la resolución de profundidad más alta posible, lo cual es prometedor debido a la pequeña profundidad de penetración óptica de \(7.4\,{\mathrm{nm}}\) en tungsteno13. Este trabajo sirve como prueba de principio para la cuantificación in situ de isótopos de hidrógeno para futuras aplicaciones en componentes que enfrentan plasma en experimentos de fusión por confinamiento.

Recuento máximo detectado (ancho de puerta \(100\,{\mathrm{ns}}\)) de las líneas espectrales WI (izquierda) y \(\text{H}_{\alpha }\) (derecha) en \( 643,97\,{\mathrm{nm}}\) y \(656,28\,{\mathrm{nm}}\) en baldosas de tungsteno (W) sin tratar usando la misma configuración con argón ambiental (cuadrados azules) y aire (cruces rojas ) a presión atmosférica. Los ajustes exponenciales se indican con líneas discontinuas.

Los siguientes experimentos se ejecutan con la configuración descrita en detalle en la sección de métodos. Aquí, se utiliza un flujo de gas argón, según hallazgos similares14, para mejorar la emisión de plasma observada. Los átomos de Ar más pesados en el gas ambiental (en comparación con los átomos de nitrógeno en el aire) alrededor del plasma en expansión conducen a una persistencia más prolongada del plasma. Esto y una temperatura de plasma más alta conducen a una emisión de línea más fuerte. La Figura 1 presenta la evolución temporal de la emisión de tungsteno neutro (WI at \(643.97\,{\mathrm{nm}}\)) e hidrógeno Balmer-\(\alpha\) (\(\text{H}_\ alpha\) en \(656.28\,{\mathrm{nm}}\)) de la superficie de las baldosas utilizando aire y un flujo de argón en la atmósfera ambiental. Observamos un aumento en la vida media de más de un factor de dos. Esto da como resultado una mejora significativa de la señal. La densidad del número de electrones \(n_e\) y la temperatura de las partículas pesadas \(T_h\) en el plasma se determinan observando el pico \(\text{H}_\alpha\). El ensanchamiento de la línea FWHA (Full Width at Half Area) contiene información sobre \(n_e\) usando la ecuación (5) y el ancho Doppler (4) se usa para determinar \(T_h\). Esta temperatura se puede comparar con la temperatura de los electrones en el plasma \(T_e\) determinada por el método de diagrama de Boltzmann. En condiciones de equilibrio termodinámico local (LTE), se puede suponer que estas temperaturas son iguales \(T_h=T_e=T\).

Antes de discutir los requisitos experimentales que son necesarios para observar el impacto del deuterio en las tejas de tungsteno expuestas, la emisión óptica temporal del plasma inducido por láser en este experimento se presenta utilizando una fluencia láser de \(31\,{\mathrm {J /cm}}^2\). Este valor está significativamente por encima del umbral de ablación de tungsteno \(F_{th}=(0.07\pm 0.06)\,\mathrm {J/cm^2}\), determinado según un procedimiento ampliamente aplicado13,15,16,17. La figura 2 muestra la evolución temporal de los espectros observados en esta configuración con un espectrómetro de ensanchamiento instrumental \(w_{inst}=52\,{{\mathrm{pm}}}\) (ancho gaussiano) con un tamaño de rendija de \ (100\,\mu \mathrm{m}\). Aquí, la ampliación instrumental del dispositivo utilizado está determinada por los anchos de las líneas espectrales de una lámpara de cátodo hueco (HCL) de hierro (Fe) de baja presión. Las líneas espectrales utilizadas para el método de gráfico de Boltzmann se dan en la tabla 1.

Además, podemos observar varias líneas atómicas de tungsteno y la transición de hidrógeno Balmer-\(\alpha\) (\(\text{H}_\alpha\)). Las temperaturas, calculadas utilizando el método de diagrama de Boltzmann y el ensanchamiento Doppler, similares a otras evaluaciones recientes de datos LIBS19,20,21, se dan en la Fig. 3 (izquierda) para retrasos de puerta mayores que \(400\,{\mathrm {ns}}\). La densidad del número de electrones se evalúa observando el FWHA de la línea \(\text{H}_\alpha\) y está disminuyendo exponencialmente desde \(2.5\times 10^{17}\,{\mathrm{cm}}^ {-3}\) por un orden de magnitud en el primer \(800\,{\mathrm{ns}}\) como se muestra en la Fig. 3 (derecha). Tenga en cuenta que la línea de hidrógeno Balmer-\(\alpha\) observada interfiere con una línea de tungsteno en \(656.32\,{\mathrm{nm}}\) y la señal débil del deuterio de baja concentración \(\text{D} _\alpha\) en \(656.1\,{\mathrm{nm}}\). Lo más probable es que el ajuste pseudo-Voigt esté influenciado por estas perturbaciones y que los valores calculados de temperatura y densidad puedan estar sobreestimados.

Emisión resuelta en el tiempo de la muestra de tungsteno bajo irradiación láser fs en argón. El ancho de la puerta se establece en \(100\,{\mathrm{ns}}\) y la fluencia del láser se determina como \(31\,{\mathrm {J/cm}}^2\). Para la visibilidad, se agregan 400 conteos a través de dos rangos espectrales distintos para cada retardo de puerta dado.

Izquierda: temperatura del plasma T evaluada a partir del espectro de tungsteno (W) observado utilizando el método de diagrama de Bolzmann que incluye líneas atómicas de WI en cruces azules y el ensanchamiento Doppler de la línea \(\text{H}_{\alpha }\) en círculos naranjas Derecha: Densidad numérica de electrones \(n_e\) evaluada por el ensanchamiento de Stark de la misma línea. Las barras de error indican las desviaciones estadísticas de los valores medidos en el eje y y el ancho de puerta utilizado en el eje x.

Resumiendo el resultado de la observación del plasma del material dado, la temperatura del plasma y la densidad numérica disminuyen con el tiempo como se esperaba. Los parámetros están en el rango de \(T_e\approx 15,000\,\mathrm{K}\) a \(T_e\approx 10,000\,\mathrm{K}\) (método de gráfico de Boltzmann) y \(n_e\approx 2,5\times 10^{17}\,{\mathrm{cm}}^{-3}\) a \(n_e\approx 10^{16}\,{\mathrm{cm}}^{-3}\ ). Tenga en cuenta que las temperaturas evaluadas para retrasos inferiores a \(400\,{\mathrm{ns}}\) se desvían mucho de los valores razonables, por eso no se representan aquí. Una de las razones de esto es la alta densidad del plasma en la fase de expansión temprana que genera una mayor autoabsorción y efectos como el ensanchamiento de la opacidad22 que conduce a una sobreestimación del ancho espectral de la emisión de hidrógeno. Otra explicación podría estar dada por las diferencias en el primer potencial de ionización del tungsteno (\(7.86\,{\mathrm{eV}}\)) y el hidrógeno (\(13.598\,{\mathrm{eV}}\)) que influye en la proporción átomo a ion según la ecuación de Saha. Como ejemplo, la tasa de ionización \(N_{ion}/N_{tot}\) es significativamente mayor para el tungsteno (factor 20) con \(T\approx 12,000\,\mathrm{K}\) y \(n_e\ aproximadamente 10^{17}{\mathrm{cm}}^{-3}\). Observaciones similares fueron hechas por Giacomo et al. (2008)23 quienes observaron la emisión de hidrógeno en un plasma de aluminio. La mayor influencia de la radiación continua también se puede observar en este régimen, así como una alta velocidad de plasma que puede provocar desplazamientos hacia el azul, un ligero ensanchamiento y asimetría de líneas. Por lo tanto, los parámetros de plasma observados después de \(400\,{\mathrm{ns}}\) son valores típicos para plasmas inducidos por láser en un entorno de argón24. Una conclusión importante de la medición presentada es el carácter transitorio del plasma observado por la disminución exponencial de la densidad numérica. Este es también el punto crítico que debe tenerse en cuenta cuando aplicamos un LTE al plasma observado. La pregunta es si el tiempo de relajación \(\tau _{rel}\) y la correspondiente longitud de difusión \(\lambda =(D_h\cdot \tau_{rel})^{1/2}\) pueden cubrirse25. Aquí, \(D_h\) es el coeficiente de difusión dependiente del material. Los valores típicos para los metales son del orden de \(\tau _{rel}\sim 10^{-9}\,\mathrm{s}\) y \(\lambda \sim 10^{-5}\,\ matemáticas{m}\). La persistencia del plasma (unos pocos microsegundos) y el tamaño del plasma (incluso mayor que el diámetro del haz \(\sim 20\,\mu \mathrm{m}\)) de la expansión observada sugiere que una LTE es razonable en la recombinación parte del proceso. Además, el criterio de McWhirter en la ecuación. (2) es una condición necesaria pero no suficiente para su cumplimiento. Como ejemplo, se calcula para el plasma de tungsteno observado con un retraso de \(830\,{\mathrm{ns}}\): \(T_e\approx 10,000\,\mathrm{K}, n_e\approx 4.7\times 10^{16}\,{\mathrm{cm}}^{-3}\) y \(\Delta E_{mn}\approx 3\,{\mathrm{eV}}\) cumple la condición como \( n_e>4.3\times 10^{15}\,{\mathrm{cm}}^{-3}\).

Izquierda: Detección de alta resolución de líneas de isótopos de hidrógeno (\(\text{H}_\alpha\) y \(\text{D}_\alpha\)) en la placa de tungsteno expuesta. Derecha: registro comparable en una teja de tungsteno puro. En negro, rojo y azul se dan los ajustes pseudo-Voigt de la línea espectral superpuesta de deuterio e hidrógeno de la transición Balmer-\(\alpha\). Las cruces azules representan la medición del primer pulso láser (promedio de 80 posiciones) y las naranjas del segundo al quinto pulso en las mismas posiciones respectivamente. Coloreada en magenta se da la línea neutral WI en \(656.32\,{\mathrm{nm}}\) con ancho y amplitud fijos. El ancho y el retraso de puerta aplicados se eligen como \(1.08\,\mu \mathrm{s}\).

Izquierda: medición del mapa de altura con un interferómetro de luz blanca para analizar la forma del cráter de cinco pulsos en la misma posición en el mosaico W. El área del cráter se muestra como un gráfico de superficie de pseudo color. Derecha: Lineout en el centro (a lo largo de la línea negra) del cráter.

Con este conocimiento sobre el proceso, se procedió a la detección y evaluación de la transición de hidrógeno Balmer-\(\alpha\) de la teja de tungsteno con el espectrómetro de alta resolución (ampliación instrumental \(w_{inst}=12.7\,{\ mathrm{pm}}\) con un ancho de rendija de \(120\,\mu \mathrm{m}\) determinado por una lámpara de deuterio). En la Fig. 4, las señales LIBS detectadas de una loseta de tungsteno expuesta al plasma de deuterio en PSI-2 como en Jiang et al. (2021)12 se compara con un mosaico no expuesto. En azul, se trazan los datos de emisión LIBS acumulados de 80 interacciones independientes de un solo pulso en las superficies de muestra no perturbadas y en naranja, la suma de todas las mediciones del pulso láser número 2 a 5 en las mismas posiciones. En primer lugar, se detecta una línea distinta de deuterio en \(656.1\,{\mathrm{nm}}\) en el mosaico expuesto (izquierda), mientras que en el mosaico no expuesto (derecha) solo se detecta la línea de hidrógeno en \(656.28\). ,{\mathrm{nm}}\) se puede observar. Lo más probable es que la presencia de la línea de hidrógeno en ambas baldosas se atribuya a la humedad adsorbida en la superficie y al hidrógeno que queda en la mayor parte. Además, es importante señalar que después del primer pulso láser no se puede detectar ninguna línea Balmer-\(\alpha\). Solo se puede observar la línea atómica de tungsteno en \(656.32\,{\mathrm{nm}}\). La aplicación de un ajuste pseudo-Voigt de la superposición de \(\text{H}_\alpha , \text{D}_\alpha\) y la línea WI nos permite comparar los efectos de ampliación en los átomos de hidrógeno pesados y regulares. Aquí, observamos FWHM de \(\Delta \lambda _{H}=231\,{\mathrm{pm}}\) y \(\Delta \lambda _{D}=140\,{\mathrm{pm} }\) respectivamente. Esta discrepancia puede explicarse por las diferentes masas reducidas \(\mu\) de los compañeros de colisión que influyen en el efecto Stark y la dependencia del ancho Doppler de la masa atómica como \(\sim \sqrt{m^{-1}}\ ). Se sabe que la combinación de los efectos de la colisión y la temperatura son responsables del ensanchamiento de la línea26.

La observación del cráter correspondiente para esta medición LIBS proporciona información sobre la posible tasa de ablación que se puede aplicar a esta configuración. La figura 5 muestra un cráter típico producido por cinco pulsos de láser individuales en un entorno de argón en el mosaico W. Encontramos que la profundidad de ablación por pulso (resolución de profundidad) que nos permite observar señales de concentración de hidrógeno y deuterio de bajo nivel es \(600\,{\mathrm{nm}}\). En esta configuración, el diámetro del rayo láser \(D_0\) se da como \(20\,\upmu \mathrm{m}\). La integración sobre todo el cráter trae el volumen total ablacionado de \((282\pm 25)\,\upmu \mathrm{m}^3\) para cinco pulsos de láser consecutivos.

La combinación de todos los datos presentados sobre la dinámica de emisión de plasma temporal y la posibilidad de separar los isótopos de hidrógeno en el primer pulso de láser nos brinda la oportunidad de estimar el impacto del deuterio en el rendimiento de la ablación. Aquí, es posible y se da una investigación cuantitativa sobre la deposición para las baldosas de tungsteno. La temperatura medida se puede utilizar para calcular la concentración de deuterio e hidrógeno trazando la intensidad medida de la línea Balmer-\(\alpha\) de hidrógeno en la gráfica de Boltzmann de la ecuación (3). Aquí, se supone que los subsistemas de tungsteno e hidrógeno exhiben la misma temperatura calculada por el método de gráfico de Boltzmann. Las características espectrales utilizadas de la línea \(\text{H}_\alpha\) se presentan en la Tabla 1. Tenga en cuenta que la intensidad medida debe adaptarse a la sensibilidad del sensor calibrada por una lámpara halógena de características de emisión definidas. Las estimaciones para CF-LIBS mencionadas en la sección de métodos se aplican al cálculo. Además, se supone que la composición del plasma observado en un LTE (retrasos superiores a \(400\,{\mathrm{ns}}\)) es puramente átomos de tungsteno, hidrógeno y deuterio. Se ignoran otras impurezas en la superficie y en el volumen, y la atmósfera de argón. Desde la intersección de la gráfica de Boltzmann, la concentración de tungsteno \(C_W\) y ambos isótopos de hidrógeno \(\text{H}\) y \(\text{D}\) combinados \(C_{H \& D} \) se puede estimar. La fracción evaluada se da como

A partir de la medición de alta resolución espectral en la Fig. 4 y los ajustes de pseudo-Voigt, se calcula una relación de las áreas de pico integradas como \(\text{D}_{\alpha }/\text{H}_{\alpha }\aproximadamente 0,08\). Esta relación se transfiere a la relación numérica total de átomos de deuterio e hidrógeno \(N_D/N_H\) y luego se puede usar para estimar la concentración total de deuterio. Con un volumen total de ablación de \((57\pm 5)\,\upmu \mathrm{m}^3\) por pulso de láser, como se estima a partir de los hallazgos en la Fig. 5, se calcula el número total de átomos de tungsteno ablacionados como \(N_W=(3.6\pm 0.3)\times 10^{12}\). Teniendo en cuenta el volumen molar del tungsteno como \(M_{V,W}=9,47\times 10^{-6}\,\mathrm{m}^{3}{\mathrm{mol}}^{-1} \) y aplicando la Ec. (1), los valores de concentración encontrados y la relación numérica total, el número de átomos de hidrógeno y deuterio se calcularon como \(N_H=(7.8\pm 3.9)\times 10^{11}\) y \(N_D=(6.2 \pm 2.8)\times 10^{10}\) respectivamente, como valores promedio determinados por los espectros detectados con retraso \(>400\,{\mathrm{ns}}\). Aquí, las incertidumbres son solo variaciones estadísticas y tienen que ser ampliadas por las aproximaciones y desviaciones mencionadas del volumen ablacionado. Esto incluye que el valor es probablemente más un límite superior debido a la sobreestimación de la intensidad Balmer-\(\alpha\) que está influenciada por una línea \(\text{W}\)-I. Teniendo esto en cuenta, el valor se mantiene hasta una comparación con los datos de TDS. El número total de átomos de deuterio detectados en toda la muestra se estima en \((3,8\pm 0,8)\times 10^{16}\). Aquí, se calcula una precisión de alrededor de \(21\%\). A partir de esto, esperamos hasta \((1.2\pm 0.2)\times 10^{11}\) átomos en el punto irradiado con láser en el experimento LIBS, que es un factor dos más grande que lo que calculamos con el enfoque CF-LIBS. . Esta desviación podría deberse a la incertidumbre de los dos métodos, ya que se puede esperar de los estudios sobre PSI-227 que el deuterio solo se almacena en profundidades de alrededor de \(100\,{\mathrm{nm}}\). También tenga en cuenta que la distribución de deuterio a lo largo de una dimensión de la superficie de las baldosas no es homogénea debido al gradiente de plasma dado en el proceso de exposición. Esto puede resultar en una sobreestimación o subestimación del número de deuterio esperado dependiendo de la posición en el mosaico. La medida presentada se ejecuta cerca del centro de la baldosa y a lo largo del eje donde no esperamos cambios significativos en la deposición. En conclusión, el método CF-LIBS presentado se puede utilizar para determinar el impacto del deuterio en las tejas W usadas alrededor de \((1.7\pm 0.5)\,\text{at}\%\) en el primer \(600\ ,{\mathrm{nm}}\) detrás de la superficie con una alta resolución lateral de \(\sim 20\,\upmu \mathrm{m}\), según el diámetro del cráter.

Demostramos el uso de LIBS UV de femtosegundos como una técnica de diagnóstico prospectivo de alta resolución para analizar las impurezas de isótopos de hidrógeno en muestras metálicas que se utilizan como PFC en experimentos de fusión de confinamiento. Con una tasa de ablación de \(600\,{\mathrm{nm}}\) por pulso, se pueden detectar deuterio e hidrógeno con este método. Aquí se puede observar la limitación de LIBS de femtosegundos en comparación con estudios con láseres de picosegundos que proporcionan una energía de pulso más alta. En particular, los estudios de Oelmann et al. (2021)28 exhiben una resolución de profundidad de \(30\,{\mathrm{nm}}\) en una configuración de doble pulso. Con una entrada de calor enormemente más corta a la muestra, el efecto del calor por parte del láser es menor y la desorción de partículas de luz desde profundidades más altas es menos probable en relación con los experimentos ns-LIBS. Esto influirá en enfoques cuantitativos como el de Xing et al.29, porque el volumen extirpado no se puede consultar para calcular la fracción de deuterio depositada. El método CF-LIBS aplicado aquí es un enfoque cuantitativo interesante para estimar el contenido total de deuterio en las tejas de tungsteno investigadas y es aún más significativo debido al uso del láser de femtosegundo para proporcionar una profundidad razonable y una alta resolución lateral. El contenido de deuterio estimado de aproximadamente \(1.7\,\text{at}\%\) usando este método está cerca de la cantidad esperada en las tejas de tungsteno que fueron expuestas al plasma de deuterio. Además, se encontraron concentraciones similares de retención de hidrógeno como en el estudio comparable de Pardede et al.30. El siguiente paso lógico para desarrollar este método y determinar el límite de detección sería realizar más estudios sobre este enfoque con mosaicos de diferentes contenidos de deuterio. Además, los enfoques interesantes para mejorar la emisión de plasma detectada serán beneficiosos para mejorar la relación señal-ruido31. En conclusión, este trabajo proporciona información sobre el uso de técnicas de plasma láser totalmente óptico para futuros análisis in situ de componentes que enfrentan plasma en aplicaciones de fusión.

A continuación, se describen la configuración experimental utilizada, los métodos de evaluación y las técnicas de preparación de muestras. Para obtener más detalles sobre la determinación de la fluencia del umbral de ablación del tungsteno y los resultados de la función de ajuste, consulte la información complementaria proporcionada.

La configuración básica del experimento LIBS se muestra en la Fig. 6. Consiste en un láser \(\lambda =1030\,{\mathrm{nm}}\), \(500\,\mathrm{fs}\) en modo de pulso único y una configuración para la generación de segundo y tercer armónico. En este conjunto de experimentos, se utilizó el tercer armónico de la frecuencia láser fundamental en \(343\,{\mathrm{nm}}\). Los pulsos generados con una energía de pulso de salida de hasta \(100\,\upmu \mathrm{J}\) son enfocados por una lente de objetivo 3x (distancia de trabajo \(50\,{\mathrm{mm}}\)) al objetivo colocado en una celda experimental (\(10\,{\mathrm{cm}}\times 10\,{\mathrm{cm}}\times 5\,{\mathrm{cm}}\)) que puede llenarse con diferentes composiciones de gas desde una entrada externa. Aquí se elige un flujo de gas argón de \(2\,{\mathrm {l/min}}\) para cambiar las condiciones ambientales. Toda la celda se coloca en etapas motorizadas para controlar la distancia entre la lente de enfoque y el objetivo y para irradiar diferentes posiciones en la superficie. Un sistema de recolección consta de dos lentes de sílice fundida plano-convexas (\(f_1=50\,{\mathrm{mm}}\) y \(f_2=100\,{\mathrm{mm}}\)) y una óptica fibra que se acopla a la configuración para recolectar la radiación de plasma y mostrarla en la rendija de entrada de un espectrómetro Czerny-Turner. La señal de emisión de plasma es detectada por una cámara iCCD.

En este trabajo, estudiamos la emisión LIBS de femtosegundos UV resuelta en el tiempo de placas de tungsteno que se expusieron a un plasma de deuterio en un dispositivo de plasma lineal, seguido de la detección y cuantificación de los isótopos de hidrógeno en estas muestras.

Configuración experimental del experimento LIBS UV de femtosegundos que incluye el sistema láser, la caja de generación de armónicos, un conjunto de espejos (M1-M3), la óptica de enfoque, una etapa de traducción con la muestra dentro de una cámara con entrada y salida de gas, y el sistema de recolección con dos lentes (L1 y L2) y un espectrómetro Czerny-Turner con cámara iCCD.

El material bajo investigación es tungsteno pulido puro (W, \(Z=74\)) con una rugosidad superficial de \(S_a=60\,{\mathrm{nm}}\). Los mosaicos (\(9,9\,{\mathrm{mm}}\times 9,9\,{\mathrm{mm}}\times 5,1\,{\mathrm{mm}}\)) se hornean bajo \(1000\ ,^\circ \mathrm{C}\) durante tres horas y expuesto a deuterio en el dispositivo de plasma lineal PSI-2 en Forschungszentrum Jülich. Los mosaicos están dispuestos en un círculo sobre una máscara de molibdeno mientras el plasma en forma de anillo interactúa con él. Los parámetros de plasma son detectados por una sonda Langmuir con frecuencia durante el proceso de cuatro horas. El flujo máximo de deuterio se mide como \(2,9\times 10^{21}\,\mathrm{m}^{-2}\mathrm{s}^{-1}\) con una fluencia total de \(3\ veces 10^{25}\,\mathrm{m}^{-2}\) sobre la superficie del azulejo calentada a una temperatura de \(230\,^\circ \mathrm{C}\). Los parámetros de plasma en el PSI-2 para imitar el plasma de fusión están descritos por Kreter et al.27. A partir de este resumen, una concentración de deuterio de hasta \(2\,{\mathrm {at\%}}\) en el primer \(1\,\upmu \mathrm{m}\) detrás de la superficie es razonable con el configuraciones usadas. De acuerdo con una medición de espectroscopia de desorción térmica (TDS) aplicada ex situ después de la exposición, el número total de átomos de deuterio detectados depositados por área en el volumen se da como \(N_D=(3,9\pm 0,8)\times 10^{20 }\,\mathrm{m}^{-2}\), y \(N_H=(4.1\pm 1.1)\times 10^{21}\,\mathrm{m}^{-2}\) átomos de hidrógeno . La proporción de \(N_D\) a \(N_H\) está cerca de 0,095 del valor calculado del experimento LIBS de alta resolución.

En esta sección ofrecemos una descripción general de los métodos utilizados para evaluar los espectros medidos y cómo obtener más información de las muestras bajo investigación. Los cálculos de los parámetros del plasma, como la temperatura y la densidad del número de electrones, son necesarios para resolver un espectro de impurezas de hidrógeno y deuterio en las placas metálicas utilizadas. Cristoforetti et al.25 demostraron que el plasma transitorio en expansión creado por el pulso láser e interactuando con el gas ambiental puede estar en un LTE bajo ciertas circunstancias. Este estado es una condición necesaria para hacer predicciones sobre los parámetros del plasma. Siguiendo las condiciones ahí formuladas y el criterio dado por McWhirter et al.32,

se revisa la viabilidad de este estado. Tenga en cuenta que el criterio de McWhirter por sí solo no es suficiente en este contexto.

La aceptación de una LTE permite la aplicación de la ecuación de Saha y una distribución de velocidad Maxwelliana sobre los electrones en el plasma en expansión. Además, esto implica que la temperatura de los electrones y todas las demás partículas en la pluma de plasma son iguales (\(T_e=T_h\)) y queremos asumir que es ópticamente delgado. En este caso, podemos aplicar la forma lineal del método de la gráfica de Boltzmann como

En esta ecuación, los índices k e i representan el estado superior e inferior de las especies excitadas respectivamente, las constantes naturales se dan como h para Planck, \(k_B\) para Boltzmann yc para la velocidad de la luz en el vacío. Los parámetros adicionales para la longitud de onda de transición \(\lambda _{ki}\) como la probabilidad de transición \(A_{ki}\), el peso estadístico \(g_k\) y el nivel de energía superior \(E_k\) se pueden extraer de common literatura (por ejemplo, biblioteca NIST18). \(U_s(T)\) es la función de partición dependiente de la temperatura que se puede calcular según el peso estadístico y los niveles de energía dados para cada material de la misma biblioteca. Tenga en cuenta que el factor experimental F es el mismo para todos los materiales analizados en el mismo plasma, ya que depende del sistema de recolección y del tamaño del plasma. El carácter lineal (\(y=mx+q_s\)) de esta forma permite extraer el valor de temperatura de la pendiente \(m=-(k_BT)^{-1}\) trazando los datos en un eje logarítmico . En el intercepto podemos encontrar la información sobre la concentración de especies \(C_s\) hasta la extensión del factor experimental F. Este hecho se puede utilizar en un método LIBS libre de calibración (CF-LIBS) para estimar la cantidad de deuterio ablacionado en la matriz de plasma detectada. La aplicación de esto se discute en detalle en la sección de resultados experimentales. Por ahora asumimos que la contribución del material ablacionado puede ser mapeada por la distribución de emisión espectral. Específicamente, trabajamos bajo el supuesto de ablación estequiométrica33,34, que los plasmas observados (en un marco de tiempo razonable) son ópticamente delgados y que las líneas espectrales utilizadas para el método de diagramas de Boltzmann no son autoabsorbentes.

La evaluación de la densidad del número de electrones se realiza mediante el análisis del ensanchamiento de la línea espectral de la emisión de hidrógeno Balmer-\(\alpha\). La forma de la línea espectral está determinada por la convolución de diferentes efectos, donde se desprecian el ensanchamiento de la línea natural y el ensanchamiento de van-der-Waals y se determina el ensanchamiento instrumental para cada medición. Los dos efectos dominantes son el ensanchamiento Doppler, que es un efecto de temperatura, y el ensanchamiento Stark inducido por las colisiones de las partículas cargadas, especialmente los electrones, con las otras partes presentes en el plasma. Debido a la supuesta distribución de velocidad de Maxwell-Boltzmann, las líneas espectrales están influenciadas por la temperatura del plasma y una forma de ancho gaussiana.

con longitud de onda de línea espectral \(\lambda _0\) y masa de especie \(m_s\), se puede observar. Este ancho se da como el ancho total a la mitad del máximo (FWHM) dividido por el factor \(2\sqrt{2\ln {2}}\). El ensanchamiento de Stark sigue un perfil de Lorentz y la densidad del número de electrones \(n_e\) se puede estimar mediante el ancho medio \(w_{Stark}\), también llamado ancho de Stark, y el parámetro de ensanchamiento de Stark \(w_0\) que puede encontrarse en la literatura. Tenga en cuenta que \(w_0\) también depende de la temperatura del plasma. Se ha demostrado en35,36 que es posible despreciar la dependencia de la temperatura determinando la mitad del ancho en la mitad del área (HWHA) de la parte desconvolucionada de Lorentz de la línea de emisión Balmer-\(\alpha\) y calculando \(n_e\ ) por

Teniendo en cuenta la convolución de la forma de Gauss y Lorentz, en esta contribución se utiliza un ajuste de pseudo-Voigt como se describe en 37 para extraer el parámetro de plasma de la característica de forma de línea. Descubrimos que este método de ajuste era significativamente más estable en el procesamiento de datos en comparación con un ajuste de Voigt real, también con conjuntos de datos de menor relación señal-ruido. Puede encontrar más información sobre la función de ajuste en el SI.

Los conjuntos de datos experimentales generados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

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Queremos agradecer a Fulbright Alemania por hacer posible esta cooperación en el contexto de un programa de intercambio de investigación. También queremos dar crédito a los equipos de investigación del Grupo de Tecnologías Láser en el Laboratorio Nacional Lawrence Berkeley y el IEK-4 en Forschungszentrum Jülich por proporcionar el equipo, la experiencia, el procesamiento de muestras y el diagnóstico post mortem necesarios. Además, reconocemos con agradecimiento la financiación financiera de Deutsche Forschungsgemeinschaft (No. 410415657) y el Departamento de Energía de EE. UU., Oficina de Investigación y Desarrollo de No Proliferación Nuclear de Defensa bajo el número de contrato DE-AC02-05CH11231 en el Laboratorio Nacional Lawrence Berkeley.

Financiamiento de acceso abierto habilitado y organizado por Projekt DEAL.

Instituto de Física de Láser y Plasma, Universidad Heinrich-Heine de Düsseldorf, 40225, Düsseldorf, Alemania

Steffen Mittelmann y Georg Pretzler

Grupo de Tecnologías Láser, Laboratorio Nacional Lawrence Berkeley, Berkeley, CA, 94720, EE. UU.

Kevin Touchet, Xianglei Mao, Minok Park y Vassilia Zorba

Forschungszentrum Jülich GmbH IEK-4 Plasma Physics, 52425, Jülich, Alemania

Sebastián Brezinsek

Departamento de Ingeniería Mecánica, Universidad de California en Berkeley, Berkeley, CA, 94720-1740, EE. UU.

vasilia zorba

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SM y VZ concibieron el experimento. SM realizó el experimento, analizó los resultados y estaba escribiendo el manuscrito. KT, MP y XM ayudaron a realizar el experimento. Se consultó a SB para la preparación de las baldosas. GP y VZ supervisaron el proyecto. Todos los autores discutieron los resultados y revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Steffen Mittelmann.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Mittelmann, S., Touchet, K., Mao, X. et al. Análisis de isótopos de hidrógeno en W-tiles usando fs-LIBS. Informe científico 13, 2285 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-29138-2

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Recibido: 07 noviembre 2022

Aceptado: 31 de enero de 2023

Publicado: 09 febrero 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-29138-2

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