Analyse des isotopes de l'hydrogène dans W - Groupe de course de la rivière Zhejiang

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 2285 (2023) Citer cet article

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La spectroscopie de claquage induite par laser (LIBS) est une technologie prometteuse pour l'analyse in situ des composants face au plasma dans les installations de fusion par confinement magnétique. Il est d'un intérêt majeur de surveiller la rétention des isotopes de l'hydrogène, c'est-à-dire le tritium et le deutérium, pendant de nombreuses heures de fonctionnement pour garantir la sécurité et la disponibilité du futur réacteur. Dans nos études, nous utilisons des impulsions laser ultraviolettes femtosecondes pour analyser les tuiles de tungstène (W) qui ont été exposées à un plasma de deutérium dans le dispositif à plasma linéaire PSI-2, qui imite les conditions au premier mur. Un spectromètre à haute résolution est utilisé pour détecter la transition Balmer-\(\alpha\) de la surface à partir des isotopes d'hydrogène implantés (H et D). Nous utilisons Calibration Free CF-LIBS pour quantifier la quantité de deutérium stockée dans W. Cette étude de preuve de principe montre l'applicabilité des lasers femtosecondes pour la détection d'une faible concentration de deutérium telle qu'elle est présente dans le premier matériau de paroi des expériences de fusion dominantes.

Les composants face au plasma (PFC) d'une chambre à vide de fusion à confinement magnétique sont exposés à des conditions environnementales extrêmes, notamment des températures extrêmement élevées, des rayonnements et des flux de particules à haute énergie. Toutes ces circonstances entraîneront une érosion de surface, un dépôt de particules et potentiellement une destruction avec une probabilité plus élevée de rétention de combustible pendant l'opération de fusion-plasma1,2,3. Pour assurer la sécurité et l'autosuffisance en tritium d'un futur réacteur à fusion, la quantité totale absorbée de deutérium et de tritium à l'intérieur des PFC doit être suivie in situ pendant de nombreuses heures de fonctionnement. L'utilisation de la spectroscopie de claquage induite par laser (LIBS) a été proposée4, car elle a également de nombreuses applications dans les diagnostics mains libres et peu invasifs comme la gestion des déchets nucléaires5 ou l'analyse de matériaux dans les missions mars actuelles et à venir6. En particulier, lorsqu'il s'agit de la détection d'éléments mineurs et d'applications à haute résolution de profondeur, LIBS apparaît comme un outil puissant7,8,9. Une exigence pour une méthode LIBS quantitative est une diffusion de chaleur réduite vers le matériau en vrac par les impulsions laser afin que les approximations stoechiométriques puissent tenir, lorsque le plasma en expansion est analysé. Pour s'en assurer et obtenir une haute résolution en profondeur, l'utilisation d'une durée d'impulsion laser inférieure à la picoseconde est une solution préférée10.

Dans ce travail, nous avons utilisé des impulsions laser UV ultra-courtes pour la génération de plasma laser dans un environnement d'argon, couplées à une détection d'émission optique avec un spectromètre Czerny-Turner à haute résolution spectrale. La méthode de détection ici est similaire aux études de Kurniawan et al.11. Ces capacités du système combinées à une approche CF-LIBS ont permis la détection et la quantification de la teneur en hydrogène et en deutérium des carreaux de tungstène exposés à un plasma de deutérium dans le dispositif à plasma linéaire PSI-2 au Forschungszentrum Jülich12. Ces tuiles servent de substituts aux PFC dans ce contexte. La teneur en deutérium calculée avec CF-LIBS a été directement comparée aux résultats obtenus avec la spectroscopie de désorption thermique (TDS). La longueur d'onde UV de \(343\,{\mathrm{nm}}\) et la durée d'impulsion de \(500\,\mathrm{fs}\) ont été choisies pour travailler vers la résolution de profondeur la plus élevée possible, ce qui est prometteur en raison à la faible profondeur de pénétration optique de \(7,4\,{\mathrm{nm}}\) dans le tungstène13. Ce travail sert de preuve de principe pour la quantification in situ des isotopes de l'hydrogène pour une application future dans les composants face au plasma dans les expériences de fusion par confinement.

Nombre maximal détecté (largeur de porte \(100\,{\mathrm{ns}}\)) des raies spectrales WI (gauche) et \(\text{H}_{\alpha }\) (droite) à \( 643.97\,{\mathrm{nm}}\) et \(656.28\,{\mathrm{nm}}\) sur des carreaux de tungstène non traité (W) en utilisant la même configuration avec de l'argon ambiant (carrés bleus) et de l'air (croix rouges ) à pression atmosphérique. Les ajustements exponentiels sont indiqués par des lignes pointillées.

Les expériences suivantes sont exécutées avec la configuration décrite en détail dans la section méthodes. Ici, un flux de gaz argon, selon des résultats similaires14, est utilisé pour améliorer l'émission de plasma observée. Les atomes d'Ar plus lourds dans le gaz ambiant (par rapport aux atomes d'azote dans l'air) autour du plasma en expansion conduisent à une plus longue persistance du plasma. Ceci et une température de plasma plus élevée conduisent à une émission de ligne plus forte. La figure 1 présente l'évolution temporelle de l'émission de tungstène neutre (WI à \(643,97\,{\mathrm{nm}}\)) et d'hydrogène Balmer-\(\alpha\) (\(\text{H}_\ alpha\) à \(656.28\,{\mathrm{nm}}\)) de la surface des carreaux en utilisant de l'air et un flux d'argon dans l'atmosphère ambiante. On observe une augmentation de la demi-vie de plus d'un facteur deux. Il en résulte une amélioration significative du signal. La densité du nombre d'électrons \(n_e\) et la température des particules lourdes \(T_h\) dans le plasma sont déterminées en observant le pic \(\text{H}_\alpha\). L'élargissement de ligne FWHA (Full Width at Half Area) contient des informations sur \(n_e\) à l'aide de l'équation (5) et la largeur Doppler (4) est utilisée pour déterminer \(T_h\). Cette température peut être comparée à la température des électrons dans le plasma \(T_e\) déterminée par la méthode du tracé de Boltzmann. Dans des conditions d'équilibre thermodynamique local (ETL), ces températures peuvent être supposées égales \(T_h=T_e=T\).

Avant de discuter des exigences expérimentales nécessaires pour observer l'impact du deutérium sur les tuiles de tungstène exposées, l'émission optique temporelle du plasma induit par laser dans cette expérience est présentée en utilisant une fluence laser de \(31\,{\mathrm {J /cm}}^2\). Cette valeur est nettement supérieure au seuil d'ablation du tungstène \(F_{th}=(0,07\pm 0,06)\,\mathrm {J/cm^2}\), déterminé selon une procédure largement appliquée13,15,16,17. La figure 2 montre l'évolution temporelle des spectres observés dans cette configuration avec un spectromètre d'élargissement instrumental \(w_{inst}=52\,{{\mathrm{pm}}}\) (largeur gaussienne) à une taille de fente de \ (100\,\mu \mathrm{m}\). Ici, l'élargissement instrumental de l'appareil utilisé est déterminé par les largeurs de raies spectrales d'une lampe à cathode creuse (HCL) en fer basse pression (Fe). Les raies spectrales utilisées pour la méthode Boltzmann-plot sont données dans le tableau 1.

De plus, on peut observer plusieurs raies atomiques du tungstène et la transition hydrogène Balmer-\(\alpha\) (\(\text{H}_\alpha\)). Les températures, calculées à l'aide de la méthode du tracé de Boltzmann et de l'élargissement Doppler, similaires à d'autres évaluations récentes des données LIBS19,20,21, sont données à la Fig. 3 (à gauche) pour des retards de porte supérieurs à \(400\,{\mathrm {ns}}\). La densité du nombre d'électrons est évaluée en observant la FWHA de la ligne \(\text{H}_\alpha\) et diminue de manière exponentielle à partir de \(2,5\times 10^{17}\,{\mathrm{cm}}^ {-3}\) d'un ordre de grandeur dans le premier \(800\,{\mathrm{ns}}\) comme le montre la Fig. 3 (à droite). Notez que la raie d'hydrogène Balmer-\(\alpha\) observée interfère avec une raie de tungstène à \(656,32\,{\mathrm{nm}}\) et le faible signal du deutérium à faible concentration \(\text{D} _\alpha\) à \(656.1\,{\mathrm{nm}}\). Très probablement, l'ajustement pseudo-Voigt est influencé par ces perturbations et les valeurs calculées de température et de densité peuvent être surestimées.

Émission résolue dans le temps de l'échantillon de tungstène sous irradiation laser fs dans l'argon. La largeur de la porte est définie sur \(100\,{\mathrm{ns}}\) et la fluence laser est déterminée comme \(31\,{\mathrm {J/cm}}^2\). Pour la visibilité, 400 comptes sont ajoutés sur deux plages spectrales distinctes pour chaque retard de porte donné.

Gauche : température du plasma T évaluée à partir du spectre de tungstène (W) observé en utilisant la méthode du tracé de Bolzmann, y compris les lignes atomiques WI en croix bleues et l'élargissement Doppler de la ligne \(\text{H}_{\alpha }\) en cercles oranges. Droite : Densité du nombre d'électrons \(n_e\) évaluée par élargissement de Stark de la même raie. Les barres d'erreur indiquent les écarts statistiques par rapport aux valeurs mesurées sur l'axe y et la largeur de porte utilisée sur l'axe x.

En résumant le résultat de l'observation du plasma à partir du matériau donné, la température du plasma et la densité numérique diminuent avec le temps comme prévu. Les paramètres sont compris entre \(T_e\approx 15 000\,\mathrm{K}\) et \(T_e\approx 10 000\,\mathrm{K}\) (méthode du tracé de Boltzmann) et \(n_e\approx 2,5\fois 10^{17}\,{\mathrm{cm}}^{-3}\) à \(n_e\approx 10^{16}\,{\mathrm{cm}}^{-3}\ ). Notez que les températures évaluées pour des retards inférieurs à \(400\,{\mathrm{ns}}\) s'écartent fortement des valeurs raisonnables, c'est pourquoi elles ne sont pas tracées ici. L'une des raisons en est la densité élevée du plasma dans la phase d'expansion précoce qui entraîne une auto-absorption plus élevée et des effets tels que l'élargissement de l'opacité22 conduisant à une surestimation de la largeur spectrale de l'émission d'hydrogène. Une autre explication pourrait être donnée par les différences dans le premier potentiel d'ionisation du tungstène (\(7.86\,{\mathrm{eV}}\)) et de l'hydrogène (\(13.598\,{\mathrm{eV}}\)) que influence la proportion atome/ion selon l'équation de Saha. A titre d'exemple, le taux d'ionisation \(N_{ion}/N_{tot}\) est significativement plus élevé pour le tungstène (facteur 20) avec \(T\environ 12 000\,\mathrm{K}\) et \(n_e\ environ 10^{17}{\mathrm{cm}}^{-3}\). Des observations similaires ont été faites par Giacomo et al. (2008)23 qui ont observé l'émission d'hydrogène dans un plasma d'aluminium. L'influence plus élevée du rayonnement continu peut également être observée dans ce régime, ainsi qu'une vitesse de plasma élevée qui peut entraîner des décalages vers le bleu, un léger élargissement et une asymétrie des lignes. Ainsi, les paramètres de plasma observés après \(400\,{\mathrm{ns}}\) sont des valeurs typiques pour les plasmas induits par laser dans un environnement d'argon24. Un point important à retenir de la mesure présentée est le caractère transitoire du plasma observé par la diminution exponentielle de la densité numérique. C'est aussi le point critique qu'il faut considérer, quand on applique un LTE au plasma observé. La question est de savoir si le temps de relaxation \(\tau _{rel}\) et la longueur de diffusion correspondante \(\lambda =(D_h\cdot \tau _{rel})^{1/2}\) peuvent être couverts25. Ici, \(D_h\) est le coefficient de diffusion dépendant du matériau. Les valeurs typiques pour les métaux sont de l'ordre de \(\tau _{rel}\sim 10^{-9}\,\mathrm{s}\) et \(\lambda \sim 10^{-5}\,\ mathrm{m}\). La persistance du plasma (environ quelques microsecondes) et la taille du plasma (encore plus grande que le diamètre du faisceau \(\sim 20\,\mu \mathrm{m}\)) de l'expansion observée suggèrent qu'un LTE est raisonnable dans la recombinaison partie du processus. De plus, le critère de McWhirter dans l'Eq. (2) est une condition nécessaire mais non suffisante à remplir. A titre d'exemple, il est calculé pour le plasma de tungstène observé avec un retard de \(830\,{\mathrm{ns}}\) : \(T_e\environ 10 000\,\mathrm{K}, n_e\environ 4,7\times 10^{16}\,{\mathrm{cm}}^{-3}\) et \(\Delta E_{mn}\approx 3\,{\mathrm{eV}}\) remplit la condition car \( n_e>4,3\fois 10^{15}\,{\mathrm{cm}}^{-3}\).

Gauche : Détection haute résolution des raies isotopiques de l'hydrogène (\(\text{H}_\alpha\) et \(\text{D}_\alpha\)) dans le carreau de tungstène exposé. A droite : Record comparable sur une dalle de tungstène pur. En noir, rouge et bleu, des ajustements pseudo-Voigt de la raie spectrale chevauchante du deutérium et de l'hydrogène de la transition Balmer-\(\alpha\) sont donnés. Les croix bleues représentent la mesure de la première impulsion laser (moyenne de 80 positions) et orange la deuxième à la cinquième impulsion aux mêmes positions respectivement. Colorée en magenta, la ligne WI neutre à \ (656,32 \, {\ mathrm {nm}} \) avec une largeur et une amplitude fixes est donnée. Le délai et la largeur de porte appliqués sont choisis comme \(1.08\,\mu \mathrm{s}\).

Gauche : Mesure de la carte de hauteur avec un interféromètre à lumière blanche pour analyser la forme du cratère de cinq impulsions sur la même position sur la tuile W. La zone du cratère est représentée sous la forme d'un tracé de surface en pseudo-couleur. Droite : Alignement au centre (le long de la ligne noire) du cratère.

Forts de ces connaissances sur le procédé, nous avons procédé à la détection et à l'évaluation de la transition hydrogène Balmer-\(\alpha\) de la tuile de tungstène avec le spectromètre haute résolution (élargissement instrumental \(w_{inst}=12,7\,{\ mathrm{pm}}\) à une largeur de fente de \(120\,\mu \mathrm{m}\) déterminée par une lampe au deutérium). Sur la figure 4, les signaux LIBS détectés d'un carreau de tungstène exposé au plasma de deutérium dans PSI-2 comme dans Jiang et al. (2021)12 est comparée à une tuile non exposée. En bleu, les données d'émission LIBS accumulées à partir de 80 interactions d'impulsion unique indépendantes sur les surfaces d'échantillon non perturbées sont tracées et en orange la somme de toutes les mesures de l'impulsion laser numéro 2 à 5 sur les mêmes positions. Tout d'abord, une ligne de deutérium distincte à \(656.1\,{\mathrm{nm}}\) est détectée dans la tuile exposée (à gauche), tandis que dans la tuile non exposée (à droite) seule la ligne d'hydrogène à \(656.28\ ,{\mathrm{nm}}\) peut être observé. La présence de la ligne d'hydrogène dans les deux tuiles est très probablement attribuée à l'humidité adsorbée à la surface et à l'hydrogène restant dans la masse. De plus, il est important de souligner qu'après la première impulsion laser, aucune ligne Balmer-\(\alpha\) ne peut être détectée. Seule la raie atomique de tungstène à \(656.32\,{\mathrm{nm}}\) peut être observée. L'application d'un ajustement pseudo-Voigt de la superposition de \(\text{H}_\alpha , \text{D}_\alpha\) et de la raie WI nous permet de comparer les effets d'élargissement sur les atomes d'hydrogène lourds et réguliers. Ici, nous observons FWHM de \(\Delta \lambda _{H}=231\,{\mathrm{pm}}\) et \(\Delta \lambda _{D}=140\,{\mathrm{pm} }\) respectivement. Cet écart peut s'expliquer par différentes masses réduites \(\mu\) des partenaires de collision influençant l'effet Stark et la dépendance de la largeur Doppler à la masse atomique comme \(\sim \sqrt{m^{-1}}\ ). On sait que la combinaison des effets de collision et de température est responsable de l'élargissement de la raie26.

L'observation du cratère correspondant pour cette mesure LIBS fournit des informations sur le taux d'ablation possible qui peut être appliqué à cette configuration. La figure 5 montre un cratère typique produit par cinq impulsions laser uniques dans un environnement d'argon sur la tuile W. Nous constatons que la profondeur d'ablation par impulsion (résolution en profondeur) qui nous permet d'observer les signaux de faible concentration d'hydrogène et de deutérium est de \(600\,{\mathrm{nm}}\). Dans cette configuration, le diamètre du faisceau laser \(D_0\) est donné par \(20\,\upmu \mathrm{m}\). L'intégration sur l'ensemble du cratère apporte le volume total d'ablation de \((282\pm 25)\,\upmu \mathrm{m}^3\) pour cinq impulsions laser consécutives.

La combinaison de toutes les données présentées sur la dynamique d'émission temporelle du plasma et la possibilité de séparer les isotopes de l'hydrogène dans la première impulsion laser nous donne l'opportunité d'estimer l'impact du deutérium sur le rendement d'ablation. Ici, une enquête quantitative sur le dépôt est possible et donnée pour les tuiles de tungstène. La température mesurée peut être utilisée pour calculer la concentration de deutérium et d'hydrogène en traçant l'intensité mesurée de la ligne d'hydrogène Balmer-\(\alpha\) sur le diagramme de Boltzmann à partir de l'équation (3). Ici, on suppose que les sous-systèmes de tungstène et d'hydrogène présentent la même température calculée par la méthode du diagramme de Boltzmann. Les caractéristiques spectrales utilisées de la raie \(\text{H}_\alpha\) sont présentées dans le tableau 1. Notez que l'intensité mesurée doit être adaptée à la sensibilité du capteur calibré par une lampe halogène de caractéristiques d'émission définies. Les estimations pour CF-LIBS mentionnées dans la section méthodes sont appliquées au calcul. De plus, la composition du plasma observé dans un LTE (retards supérieurs à \(400\,{\mathrm{ns}}\)) est supposée être constituée uniquement d'atomes de tungstène, d'hydrogène et de deutérium. D'autres impuretés à la surface et dans la masse, ainsi que l'atmosphère d'argon sont ignorées. À partir de l'intersection du diagramme de Boltzmann, la concentration de tungstène \(C_W\) et des isotopes d'hydrogène \(\text{H}\) et \(\text{D}\) combinés \(C_{H \& D} \) peut être estimé. La fraction évaluée est donnée comme

À partir de la mesure à haute résolution spectrale de la Fig. 4 et des ajustements pseudo-Voigt, un rapport des aires de pic intégrées est calculé comme \(\text{D}_{\alpha }/\text{H}_{\alpha }\environ 0,08\). Cette relation est transférée au rapport du nombre total d'atomes de deutérium et d'hydrogène \(N_D/N_H\) et peut ensuite être utilisée pour estimer la concentration totale de deutérium. Avec un volume ablaté total de \((57\pm 5)\,\upmu \mathrm{m}^3\) par impulsion laser, comme estimé à partir des résultats de la Fig. 5, le nombre total d'atomes de tungstène ablatés est calculé comme \(N_W=(3.6\pm 0.3)\times 10^{12}\). En tenant compte du volume molaire du tungstène comme \(M_{V,W}=9.47\times 10^{-6}\,\mathrm{m}^{3}{\mathrm{mol}}^{-1} \) et en appliquant l'Eq. (1), les valeurs de concentration trouvées et le rapport du nombre total, le nombre d'atomes d'hydrogène et de deutérium ont été calculés comme \(N_H=(7,8\pm 3,9)\fois 10^{11}\) et \(N_D=(6,2 \pm 2.8)\times 10^{10}\) respectivement, en tant que valeurs moyennes déterminées par les spectres détectés avec un retard \(>400\,{\mathrm{ns}}\). Ici, les incertitudes ne sont que des variations statistiques et doivent être étendues par les approximations et écarts mentionnés du volume ablaté. Cela inclut que la valeur est probablement plus une limite supérieure en raison de l'intensité surestimée de Balmer-\(\alpha\) qui est influencée par une ligne \(\text{W}\)-I. Compte tenu de cela, la valeur résiste à une comparaison avec les données TDS. Le nombre total d'atomes de deutérium détectés dans l'ensemble de l'échantillon est estimé à \((3,8\pm 0,8)\fois 10^{16}\). Ici, une précision d'environ \(21\%\) est calculée. De cela, nous attendons jusqu'à \((1.2\pm 0.2)\times 10^{11}\) atomes sur le point irradié par laser dans l'expérience LIBS, ce qui est un facteur deux plus grand que ce que nous avons calculé par l'approche CF-LIBS . Cet écart pourrait résulter de l'incertitude des deux méthodes, car on peut s'attendre à partir d'études sur PSI-227 que le deutérium n'est stocké qu'à des profondeurs d'environ \(100\,{\mathrm{nm}}\). Notez également que la distribution du deutérium le long d'une dimension de la surface des carreaux n'est pas homogène en raison du gradient de plasma donné dans le processus d'exposition. Cela peut entraîner une surestimation ou une sous-estimation du nombre de deutérium attendu en fonction de la position sur la tuile. La mesure présentée est exécutée près du centre de la tuile et le long de l'axe où nous ne nous attendons pas à des changements significatifs dans le dépôt. En conclusion, la méthode CF-LIBS présentée peut être utilisée pour déterminer l'impact du deutérium dans les tuiles W utilisées autour de \((1.7\pm 0.5)\,\text{at}\%\) dans le premier \(600\ ,{\mathrm{nm}}\) derrière la surface avec une haute résolution latérale de \(\sim 20\,\upmu \mathrm{m}\), selon le diamètre du cratère.

Nous avons démontré l'utilisation de LIBS UV femtoseconde comme technique de diagnostic prospective à haute résolution pour analyser les impuretés isotopes d'hydrogène dans des échantillons métalliques qui sont utilisés comme PFC dans des expériences de fusion par confinement. Avec un taux d'ablation de \(600\,{\mathrm{nm}}\) par impulsion, le deutérium et l'hydrogène peuvent être détectés avec cette méthode. Ici, la limitation du LIBS femtoseconde peut être observée par rapport aux études avec des lasers picosecondes qui fournissent une énergie d'impulsion plus élevée. En particulier, les études d'Oelmann et al. (2021)28 présentent une résolution en profondeur de \(30\,{\mathrm{nm}}\) dans une configuration à double impulsion. Avec une entrée de chaleur extrêmement plus courte dans l'échantillon, l'affection de la chaleur par le laser est plus petite et la désorption des particules de lumière des profondeurs plus élevées est moins probable par rapport aux expériences ns-LIBS. Cela influencera les approches quantitatives comme Xing et al.29, car le volume ablaté ne peut pas être consulté pour calculer la fraction de deutérium déposée. La méthode CF-LIBS appliquée ici est une approche quantitative intéressante pour estimer la teneur totale en deutérium dans les tuiles de tungstène étudiées et est encore plus significative en raison de l'utilisation du laser femtoseconde pour fournir une profondeur raisonnable et une résolution latérale élevée. La teneur en deutérium estimée d'environ \(1,7\,\text{at}\%\) en utilisant cette méthode est proche de la quantité attendue dans les carreaux de tungstène qui ont été exposés au plasma de deutérium. De plus, des concentrations similaires de rétention d'hydrogène ont été trouvées comme dans l'étude comparable de Pardede et al.30. D'autres études sur cette approche avec des tuiles de teneur variable en deutérium seraient la prochaine étape logique pour développer cette méthode et déterminer la limite de détection. De plus, des approches intéressantes pour améliorer l'émission de plasma détectée seront bénéfiques pour améliorer le rapport signal sur bruit31. En conclusion, ce travail donne un aperçu de l'utilisation des techniques de plasma laser tout optique pour l'analyse future in situ des composants face au plasma dans les applications de fusion.

Dans ce qui suit, la configuration expérimentale utilisée, les méthodes d'évaluation et les techniques de préparation des échantillons sont décrites. Pour plus de détails sur la détermination de la fluence du seuil d'ablation du tungstène et les résultats de la fonction d'ajustement, reportez-vous aux informations supplémentaires fournies.

La configuration de base de l'expérience LIBS est illustrée à la Fig. 6. Elle consiste en un laser \(\lambda =1030\,{\mathrm{nm}}\), \(500\,\mathrm{fs}\) dans mode impulsion unique et une configuration pour la génération de deuxième et troisième harmonique. Dans cet ensemble d'expériences, la troisième harmonique de la fréquence laser fondamentale a été utilisée à \(343\,{\mathrm{nm}}\). Les impulsions générées avec une énergie d'impulsion de sortie allant jusqu'à \(100\,\upmu \mathrm{J}\) sont focalisées par un objectif 3x (distance de travail \(50\,{\mathrm{mm}}\)) à la cible placée dans une cellule expérimentale (\(10\,{\mathrm{cm}}\times 10\,{\mathrm{cm}}\times 5\,{\mathrm{cm}}\)) qui peut être rempli de différentes compositions de gaz à partir d'une entrée externe. Ici, un débit de gaz argon de \(2\,{\mathrm {l/min}}\) est choisi pour modifier les conditions environnementales. L'ensemble de la cellule est placé sur des platines motorisées pour contrôler la distance entre la lentille de focalisation et la cible et pour irradier différentes positions sur la surface. Un système de collecte se compose de deux lentilles plano-convexes en silice fondue (\(f_1=50\,{\mathrm{mm}}\) et \(f_2=100\,{\mathrm{mm}}\)) et d'une optique fibre qui est couplée à la configuration pour collecter le rayonnement plasma et l'imager à la fente d'entrée d'un spectromètre Czerny-Turner. Le signal d'émission plasma est détecté par une caméra iCCD.

Dans ce travail, nous avons étudié l'émission LIBS UV femtoseconde résolue dans le temps à partir de tuiles de tungstène qui ont été exposées à un plasma de deutérium dans un dispositif à plasma linéaire, et suivie de la détection et de la quantification des isotopes d'hydrogène dans ces échantillons.

Configuration expérimentale de l'expérience LIBS UV femtoseconde comprenant le système laser, la boîte de génération d'harmoniques, un ensemble de miroirs (M1-M3), l'optique de focalisation, une étape de traduction avec l'échantillon à l'intérieur d'une chambre avec une entrée et une sortie de gaz, et le système de collecte avec deux lentilles (L1 et L2) et un spectromètre Czerny-Turner avec caméra iCCD.

Le matériau étudié est du tungstène poli pur (W, \(Z=74\)) avec une rugosité de surface de \(S_a=60\,{\mathrm{nm}}\). Les tuiles (\(9.9\,{\mathrm{mm}}\times 9.9\,{\mathrm{mm}}\times 5.1\,{\mathrm{mm}}\)) sont cuites sous \(1000\ ,^\circ \mathrm{C}\) pendant trois heures et exposé au deutérium dans l'appareil à plasma linéaire PSI-2 au Forschungszentrum Jülich. Les carreaux sont disposés en cercle sur un masque en molybdène tandis que le plasma en forme d'anneau interagit avec lui. Les paramètres du plasma sont fréquemment détectés par une sonde de Langmuir pendant le processus de quatre heures. Le flux maximal de deutérium est mesuré comme \(2.9\times 10^{21}\,\mathrm{m}^{-2}\mathrm{s}^{-1}\) avec une fluence totale de \(3\ fois 10^{25}\,\mathrm{m}^{-2}\) sur la surface du carreau chauffée à une température de \(230\,^\circ \mathrm{C}\). Les paramètres du plasma dans le PSI-2 pour imiter le plasma de fusion sont décrits par Kreter et al.27. D'après cet aperçu, une concentration de deutérium allant jusqu'à \(2\,{\mathrm {at\%}}\) dans le premier \(1\,\upmu \mathrm{m}\) derrière la surface est raisonnable avec la paramètres utilisés. Selon une mesure de spectroscopie de désorption thermique (TDS) appliquée ex-situ après l'exposition, le nombre total d'atomes de deutérium détectés déposés par zone dans la masse est donné par \(N_D=(3.9\pm 0.8)\times 10^{20 }\,\mathrm{m}^{-2}\), et \(N_H=(4.1\pm 1.1)\times 10^{21}\,\mathrm{m}^{-2}\) atomes d'hydrogène . Le rapport de \(N_D\) à \(N_H\) est avec 0,095 proche de la valeur calculée à partir de l'expérience LIBS à haute résolution.

Dans cette section, nous donnons un aperçu des méthodes utilisées pour évaluer les spectres mesurés et comment obtenir plus d'informations à partir des échantillons à l'étude. Les calculs des paramètres du plasma tels que la température et la densité du nombre d'électrons sont nécessaires pour résoudre un spectre d'impuretés d'hydrogène et de deutérium dans les tuiles métalliques utilisées. Cristoforetti et al.25 ont montré que le plasma transitoire en expansion créé par l'impulsion laser et interagissant avec le gaz ambiant peut se trouver dans un LTE dans certaines circonstances. Cet état est une condition nécessaire pour faire des prédictions sur les paramètres du plasma. Suivant les conditions qui y sont formulées et le critère donné par McWhirter et al.32,

la soutenabilité de cet état est examinée. Notez que le critère de McWhirter seul n'est pas suffisant dans ce contexte.

L'acceptation d'un LTE permet l'application de l'équation de Saha et d'une distribution de vitesse maxwellienne sur les électrons dans le plasma en expansion. De plus, cela implique que la température des électrons et de toutes les autres particules dans le panache de plasma sont égales (\(T_e=T_h\)) et nous voulons supposer qu'il est optiquement mince. Dans ce cas, nous pouvons appliquer la forme linéaire de la méthode du diagramme de Boltzmann comme

Dans cette équation, les indices k et i représentent respectivement l'état supérieur et inférieur de l'espèce excitée, les constantes naturelles sont données par h pour Planck, \(k_B\) pour Boltzmann et c pour la vitesse de la lumière dans le vide. Des paramètres supplémentaires pour la longueur d'onde de transition \(\lambda _{ki}\) tels que la probabilité de transition \(A_{ki}\), le poids statistique \(g_k\) et le niveau d'énergie supérieur \(E_k\) peuvent être extraits du courant littérature (par exemple bibliothèque NIST18). \(U_s(T)\) est la fonction de partition dépendante de la température qui peut être calculée en fonction du poids statistique et des niveaux d'énergie donnés pour chaque matériau de la même bibliothèque. Notez que le facteur expérimental F est le même pour tous les matériaux analysés dans le même plasma car il dépend du système de collecte et de la taille du plasma. Le caractère linéaire (\(y=mx+q_s\)) de cette forme permet d'extraire la valeur de température de la pente \(m=-(k_BT)^{-1}\) en traçant les données sur un axe logarithmique . Dans l'intersection, nous pouvons trouver les informations sur la concentration d'espèces \(C_s\) jusqu'au facteur expérimental F. Ce fait peut être utilisé dans une méthode LIBS sans calibration (CF-LIBS) pour estimer la quantité de deutérium ablaté dans la matrice plasma détectée. L'application de ceci est discutée en détail dans la section des résultats expérimentaux. Pour l'instant, nous supposons que la contribution matérielle ablatée peut être cartographiée par la distribution d'émission spectrale. Plus précisément, nous travaillons sous l'hypothèse d'ablation stoechiométrique33,34, que les plasmas observés (dans un laps de temps raisonnable) sont optiquement minces et que les raies spectrales utilisées pour la méthode Boltzmann-plot ne sont pas auto-absorbantes.

L'évaluation de la densité du nombre d'électrons est faite par analyse de l'élargissement de la raie spectrale de l'émission d'hydrogène Balmer-\(\alpha\). La forme de la raie spectrale est déterminée par la convolution de différents effets, où l'élargissement de la raie naturelle et l'élargissement de van-der-Waals sont négligés et l'élargissement instrumental est déterminé pour chaque mesure. Les deux effets dominants sont l'élargissement Doppler, qui est un effet de température, et l'élargissement Stark induit par les collisions des particules chargées, notamment les électrons, avec les autres parties présentes dans le plasma. En raison de la distribution de vitesse supposée de Maxwell-Boltzmann, les raies spectrales sont influencées par la température du plasma et une forme gaussienne de largeur

avec une longueur d'onde de raie spectrale \(\lambda _0\) et une masse d'espèce \(m_s\), peuvent être observées. Cette largeur est donnée comme la pleine largeur à mi-hauteur (FWHM) divisée par le facteur \(2\sqrt{2\ln {2}}\). L'élargissement de Stark suit un profil de Lorentz et la densité du nombre d'électrons \(n_e\) peut être estimée par la demi-largeur \(w_{Stark}\), également appelée largeur de Stark, et le paramètre d'élargissement de Stark \(w_0\) qui peut se retrouver dans la littérature. Notez que \(w_0\) dépend également de la température du plasma. Il a été montré dans35,36 qu'il est possible de négliger la dépendance à la température en déterminant la demi-largeur sur la moitié de la surface (HWHA) de la partie déconvoluée de Lorentz de la raie d'émission de Balmer-\(\alpha\) et de calculer \(n_e\ ) par

En tenant compte de la convolution de la gaussienne et de la forme de Lorentz, un pseudo-ajustement de Voigt tel que décrit dans 37 est utilisé dans cette contribution pour extraire le paramètre plasma de la caractéristique de forme de raie. Nous avons constaté que cette méthode d'ajustement était significativement plus stable dans le traitement des données par rapport à un véritable ajustement de Voigt, également avec des ensembles de données de rapport signal sur bruit inférieur. Plus d'informations sur la fonction d'ajustement peuvent être trouvées dans le SI.

Les ensembles de données expérimentaux générés au cours de l'étude en cours sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

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Nous tenons à remercier Fulbright Allemagne pour avoir rendu cette coopération possible dans le cadre d'un programme d'échange de recherche. Nous souhaitons également remercier les équipes de recherche du groupe de technologies laser du laboratoire national Lawrence Berkeley et de l'IEK-4 du Forschungszentrum Jülich pour avoir fourni l'équipement, l'expertise, le traitement des échantillons et les diagnostics post mortem nécessaires. De plus, nous reconnaissons avec gratitude le financement par la Deutsche Forschungsgemeinschaft (n° 410415657) et le Département américain de l'énergie, Office of Defence Nuclear Nonproliferation Research and Development sous le numéro de contrat DE-AC02-05CH11231 au Lawrence Berkeley National Laboratory.

Financement Open Access activé et organisé par Projekt DEAL.

Institut de physique des lasers et des plasmas, Université Heinrich-Heine Düsseldorf, 40225, Düsseldorf, Allemagne

Steffen Mittelmann et Georg Pretzler

Laser Technologies Group, Lawrence Berkeley National Laboratory, Berkeley, Californie, 94720, États-Unis

Kevin Touchet, Xianglei Mao, Minok Park & Vassilia Zorba

Forschungszentrum Jülich GmbH IEK-4 Physique des plasmas, 52425, Jülich, Allemagne

Sébastien Brezinsek

Département de génie mécanique, Université de Californie à Berkeley, Berkeley, CA, 94720-1740, États-Unis

Vassilia Zorba

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SM et VZ ont conçu l'expérience. SM a mené l'expérience, analysé les résultats et rédigé le manuscrit. KT, MP et XM ont aidé à mener l'expérience. SB a été consulté pour la préparation des carreaux. GP et VZ ont supervisé le projet. Tous les auteurs ont discuté des résultats et examiné le manuscrit.

Correspondance à Steffen Mittelmann.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Mittelmann, S., Touchet, K., Mao, X. et al. Analyse des isotopes de l'hydrogène dans les tuiles W à l'aide de fs-LIBS. Sci Rep 13, 2285 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-29138-2

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Reçu : 07 novembre 2022

Accepté : 31 janvier 2023

Publié: 09 février 2023

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

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