Транспортировка и концентрация энергии РЭП и Z-пинчей

2
Содержание
Ведение 4
Глава 1. Транспортировка сильноточного РЭП в нейтр&пьном газе. 14
1.1. Краткий обзор работ по равновесию и устойчивости РЭП,
инжектированного в нейтральный газ и плазму. 14
1.1.1. Равновесные конфигурации РЭП. 14
1.1.2. Устойчивость РЭПРаслространяющегося а плазме и нейтральном газе. 18
1.2. Исследование равновесия РЭП, инжектированного в нейтральный газ. 22
1.2.1. Установка и диагностическая аппаратура. 22
1.2.2. Экспериментальные результаты. 24
1.3. Изучение резонансной резистивной неустойчивости РЭП в газе. 26
1.3.1. Эксперимент. 26
1.3.2. Обсуждение результатов. 33
1.4. Неустойчивость РЭП в слабом продольном магнитном поле. 36
1.4.1. Постановка эксперимента. 36
1.4.2. Экспериментальные результаты. 37
1.4.3. Выводы. 41
1.5. Транспортировка ленточного РЭИ в сходящемся магнитном поле. 41
Глава 2. Концентрация энергии в магнитно-изолированных вакуумных линиях. 48
2.1. Потери в линиях с магнитной изоляцией 48
2.1.1. Геометрические неоднородности. 49
2.1.2. Движение плазмы в линии. 51
2.1.3. Ионные потоки в линии. 54
2.2. Транспортировка энергии по коническим линиям. 55
2.2.1. Постановка задачи. 55
2.2.2. Экспериментальные результаты. 56
2.2.3. Краткие выводы. 63
2.3. Влияние плазмы на динамику РЭП в диоде на выходе линии с
магнитной изоляцией. 66
2.3.1. Постановка задачи. 66
2.3.2. Эксперимент'. 67
2.3.3. Формирование плазменных потоков в трёхполосковой линии с магнитной самоизоляцией. 72
2.3.4. Краткие выводы. 81
2.4. Исследование сильноточного диода, предварительно заполненного
плазмой. 81
2.5. Исследование транспортировки энергии в плоских линиях с малыми
зазорами (<3 < 6 мм) 86
2.5.1. Постановка эксперимента. 86
2.5.2. Экспериментальные результаты. 87
2.5.3. Выводы. 92
Глава 3. Вакуумные выходные устройства с магнитной самоизоляцией. 93
3.1 Краткий обзор работ по вакуумным концентраторам энергии 93
3.2. Импульсный вакуумный трансформатор с магнитной самоизоляцией. 97
3.2.1. Постановка задачи. 97
3.2.2. Исследование характеристик импульсного вакуумного трансформатора. 98
3.2.3. Вакуумный трансформатор с магнитной самоизоляцией установки
Модуль А 5-01. 102
3.3. Импульсный трансформатор на передающих линиях. 103
з
3.3.1. Введение. 103
3.3.2. Исследование вакуумного концентратора с индуктивной нагрузкой. 104
3.4. Концентрация энергии РЭП в конической МИВЛ на установке
Модуль А5-01. 109
3.4.1. Экспериментальное устройство и методы измерений. 109
3.4.2. Экспериментальные результаты. 114
3.5. Мощный наносекундный источник рентгеновского излучения. 118
3.6. Сильноточный диод с ножевым катодом. 124
3.6.1. Постановка эксперимента. 124
3.6.2. Вольт-амперные характеристики ножевого диода. 127
3.6.3. Динамика РЭП в диоде. 130
3.6.4. Выводы. 133
3.7. Вакуумный трехмерный концентратор энергии установки С-300. 133
3.7.1. Расчеты концсптратора энергии с лайнерпой нагрузкой. . 134
3.7.2. Расчеты концентратора энергии, нагруженного на цилиндрические
диоды с ножевыми катодами. 138
3.7.3. Экспериментальные результаты. 140
3.7.4 Заключение. 142
Г лава 4. Исследование динамики магнитного сжатия легких газовых лайнеров. 144
4.1. Обзор работ по электродинамическому сжатию газовых лайнеров. 144
4.2. Постановка эксперимента по исследованию динамики газовых лазеров. 149
4.2.1. Формирование сверхзвуковой газовой струи. 149
4.2.2. Мишенный узел. 152
4.2.3. Методы измерений. 153
4.3. Изучение формирования и динамики сжатия двухоболочечного
пластикового лайнера с газовым наполнением. 155
4.4. Экспериментальные исследования сжатия полых газовых струй. 161
4.4.1. Изучение динамики ускорения газовых лайнеров. 161
4.4.2. Экспериментальное исследование неустойчивости токовой оболочки. 166
4.4.3. Стабилизация токовой оболочки продольным магнитным полем. 172
4.4.4. Краткие результаты. 178
Глава 5. Исследование динамики развития перетяжки быстрого Z-пинча. 179
5.1. Обзор работ по быстрым Z-пинчам. 179
5.2. Изучение развития перетяжки на установке Модуль А5-01. 185
5.2.1. Постановка эксперимента. 185
5.2.2. Экспериментальные результаты исследований углеводородных нитей. 188
5.2.3. Экспериментальное изучение профилированных нагрузок на основе
агар-агара. 190
5.2.4. Заключение. 195
5.3. Исследование перетяжки Z-пинча на установке С-300. 197
5.3.1. Описание мишенного узла и диагностического комплекса. 197
5.3.2. Экспериментальные результаты. 199
5.3.3. Результаты численного моделирование динамики пинча с учетом
образования плазмы. 202
5.3.4. Измерение нейтронного и рентгеновского излучений из перетяжки
быстрого Z-пинча. 206
5.3.5. Обсуждение результатов. 213
Заключение. 214
Список работ автора, вошедших в диссертацию. 217
Список литературы. 221
ВЕДЕНИЕ. Актуальность темы. Цели и задачи исследования.
Настоящая диссертация содержит результаты исследований некоторых вопросов применения релятивистских электронных пучков и быстрых г-пинчей для поджига термоядерной мишени. Это направление получило интенсивное развитие благодаря развитию техники импульсных генераторов РЭП. Предложение Е. К. Завойского и Ф. Винтерберга о нагреве малого объёма О-Т смеси релятивистским электронным пучком стимулировало появление нового направления в области инерционного синтеза [1.2]. Из анализа условий инициирования термоядерной реакции в О-Т мишени следовало, что она осуществима для пучка релятивистских электронов с энергией 1-10 МэВ, током 10-100 МА и сфокусированным до размера 0,2-0,5 мм. Высокая интенсивность преобразования энергии, запасенной в импульсных генераторах напряжения в энергию релятивистских электронных пучков определило интерес, проявленный к УТС на основе РЭП. Осуществление этой проблемы потребовало решение задач создания генераторов РЭП высокой мощности 10!4 Вт и с полным запасом энергии > 10 МДж, транспортировки энергии и ёё концентрации на поверхности мишени. Наиболее эффективными способами передачи энергии являются: транспортировка электромагнитной энергии по магнитноизолированным вакуумным линиям (МИВЛ) и с помощью РЭП, распространяющихся по нейтральному газу или плазме. Однако первый способ приводит к уничтожению по крайней мере конечных частей МИВЛ, а при втором способе эффективность транспортировки снижается из-за развития разнообразных неустойчивостей в системе плазма-пучок. Кроме того, ограничения, накладываемые на фокусировку сильноточных РЭП на мишень, связанные со значительной расходимостью пучков, уменьшает концентрацию энергии. Помимо этого при облучении пучками мишени процесс разгона ее оболочки малоэффективен, так как большая часть энергии остается в тепловой и кинетической энергии разлетающихся наружу вещества аблятора.
Значительно более эффективным способом передачи энергии от генератора к оболочке является использование для разгона лайнера магнитного поля. Кинетическая энергия лайнера, ускоренного давлением магнитного поля до скоростей выше 10 ' см/с, может быть непосредственно использована для сжатия и нагрева плазмы или Э-Т смеси [3-5]. Использование техники генераторов РЭП позволяет значительно снизить требуемую энергию, необходимую для достижения условий зажигания до величины ~ 1 МДж. при длительности нарастания тока 10‘7 с [4,6]. Коэффициент преобразования энергии генератора в нагрузку в этом случае может достигать 40-70%. Однако реализация этого предложения требует решения задач пространственной концентрации энергии и сокращения длительности импульса до величины < 10 не. При этом существует принципиальная возможность использования кинетической энергии лайнера для обжатия мишени за время т ~ Д / V « 2-5 не ( где Д - толщина лайнера, V- его скорость). Для реализации преимуществ лайнера как обострителя мощности необходимо перейти от двумерного сжатия к трехмерному. В работе [7] анализировалась схема передачи кинетической энергии охлопывающегося к оси лайнера прямым ударом квазисферичсской мишени. Другим подходом применения лайнера является конверсия его энергии в поток теплового излучения, близкого к равновесному с последующим преобразованием его в
мягкое излучение, которое может быть использовано для облучения мишени. Впервые эта идея была высказана Л. И. Рудаковым применительно к экспериментам с использованием генераторов РЭП [8]. Следует отмстить, что идея преобразования энергии лазерного излучения в мягкое рентгеновское излучение в полости активно изучается в рамках программы инерционного термоядерного синтеза [9]. Дальнейшее развитие эта идея получила в работе [10], в которой было предложено осуществить конверсию кинетической энергии лайнера в тепловое излучение в результате его соударения с внутренним лайнером, в полости которого может быть расположена сферическая мишень. Получение мощных потоков рентгеновского излучения с полной энергией ~2МДж позволило приступить к экспериментам по изучению зажигания термоядерных мишекий [11].
Интерес к лайнерной программе не ограничивается только проблемой инерциального термоядерного синтеза. Создание плотных горячих Z- пинчей как источников, излучающих рентгеновское излучение в широком диапазоне энергий квантов, открывают новые возможности для физических исследований экстремального состояния веществ, атомной физики и различных приложений, таких как создание рентгеновских лазеров, изготовление микросхем методом рентгеновской литографии и др. Сжатие лайнером является эффективным способом получения сверхсильньгх импульсных магнитных полей. Проведенные эксперименты продемонстрировали высокую компрессию аксиального магнитного поля [12]. Новый подход в проблеме создания плазмы с термоядерными параметрами, основанный на использовании Z-иинча, был предложен в работах В.В. Вихрева и В.В. Янькова [13,14] и заключается в максимальном усилении перетяжечной неустойчивости при протекании тока более 10 МА через конденсированную D - Г смесь и последующим инициированием волны горения во всей мишени.
Выполнение программ по инерционному синтезу, принятых в ИАЭ им. И. В. Курчатова, сначала с использованием РЭП, а затем легких лайнеров потребовало решения задач создания низкомных выходных устройств, транспортировки энергии и концентрации ее на мишень. Ввиду значительных размеров современные установки, предназначенные для инерционного УТС, в частности, построенные по традиционной схеме в модульном варианте, имеют выходную систему компрессии электрического импульса, находящуюся на расстоянии несколько метров от мишенного узла. Поэтому весьма актуальной является залача сведения энергии от выходных диафрагм отдельных модулей к мишени (Z-пинчу или вакуумному диоду) с характерными размерами 0,01 -10 см. Эта задача в настоящее время решена благодаря теоретическим и экспериментальным исследованиям явления магнитной изоляции, которые интенсивно проводились как в России [15,16], так и за рубежом [17]. Экспериментальные исследования магнитной самоизоляции, в которых автор диссертации принимал активное участие, были начаты в ИАЭ им. И. В. Курчатова по предложению В. П. Смирнова. Теоретическое обоснование полученных экспериментальных результатов было сделано A.B. Гордеевым. Систематические исследования явления магнитной изоляции привели к установлению динамики сильноточных электронных пучков в высоковольтных электродных системах при релятивистских энергиях. Результаты работ, изложенные в диссертации, были выполнены в рамках этих программ. Основное внимание в настоящей диссертации уделено вопросам, связанным с транспортировкой и концентрацией
энергии в установках, предназначенных для генерации РЭП и электродинамического сжатия 2>пинчей.
На защиту выносятся следующие положения, определяющие научную новизну результатов диссертации.
1. Результаты исследований равновесия сильноточного РЭП, распространяющегося в нейтральном газе.
2. Результаты исследований резонансно-резистивной неустойчивости РЭП, распространяющегося в нейтральном газе, в отсутствии и при наличии магнитного поля.
3. Результаты исследования магнитной изоляции в конических и полосковых неоднородных МИВЛ
4. Результаты исследований сильноточного диода с малым аспектным
отношением на выходе МИВЛ и динамики РЭП в плазмонаполненных диодах.
5. Результаты исследований оптимизации параметров выходных устройств установок Ангара 5-01 и С-300.
6. Исследования динамики РЭП ножевого диода.
7. Результаты исследований динамики сжатия легких газовых лайнеров, развития аксиальной неустойчивости плазменной оболочки, ускоряемой магнитным давлением, и стабилизирующего влияния продольного магнитного поля на ёё устойчивость.
8. Результаты исследований фокусировки энергии в перетяжке быстрого плотного 2-пинча, образованного при протекании тока через профилированные гетерогенные цилиндрические нагрузки.
Научная и практическая ценность работы состоит в следующем: Полученные в работе результаты имеют важное значение для понимания физических процессов, происходящих в импульсных сильноточных разрядах наносекундного диапазона. Они могут быть использованы при разработке и создании мощных импульсных источников ионизирующего излучения, а также для получения горячей плотной плазмы для управляемого термоядерного синтеза на основе 2-пинча. Полученные экспериментальные результаты могут служить основой при создании теоретических моделей, описывающих физические процессы в системах транспортировки и концентрации энергии, использующихся в исследованиях по инерционному термоядерному синтезу.
Апробация результатов работы. Основные материалы диссертации опубликованы в печати в виде ^5 статей, 3 препринтов, 20 докладов. Они излагались на различных международных и всесоюзных конференциях: “Международный симпозиум по разрядам и электрической изоляции в вакууме” (ГДР, 1984; Франция, 1988; Москва - Петербург, 1991), “Международная конференция по пучкам высокой мощности” (Япония, 1988; Россия, 1990; США, 1994, 2002; Чехия, 1996), Международная конференция по УТС и физике плазмы (ГДР, 1991; Чехия, 1998), “Всесоюзный семинар но плазменной электронике” (Харьков, 1983), “Всесоюзная конференция по инженерным проблемам т/я реакторов” (Ленинград, 1982, 1984), “Всесоюзный симпозиум по сильноточной электронике” (Томск, 1984, 1986), “Всесоюзный семинар по физике
быстропротекающих процессов” (Гродно, 1986, 1989).
Личный вклад автора. В исследованиях, вошедших в диссертацию, автору принадлежат постановка задач, разработка и создание моделей физических процессов, формулировок целей и задач экспериментов, анализ и интерпретация
их результатов. При непосредственном участии автора создавались экспериментальные установки и различные диагностические методы измерений.
Объём работы. Диссертация состоит из Введения, 5 глав, Заключения и списка литературы. Объём диссертации составляет 235 страниц в т. ч. 127 рисунка, 1 таблицы, 296 наименований в списке литературы.
Содержание диссертации.
Первая глава диссертации посвящена исследованию равновесия и устойчивости релятивисткого электронного пучка, распространяющегося в нейтральном газе. Здесь же представлены результаты по устойчивости РЭП при транспортировке в продольном магнитном поле в газе.
В п. 1.1 дан краткий обзор работ по равновесию и устойчивости РЭП, инжектированного в нейтральный газ и плазму. В п.1.2 приведены результаты исследования равновесия РЭП, распространяющегося в нейтральном газе, выполненного на установке “НЕПТУН” (и = 500 кВ, 1 = 25 кА, т\п = 40 не). Экспериментально наблюдалась двумерная конфигурация РЭП с профилем плотности тока, периодически меняющимся вдоль направления распространения пучка [18]. Свойства исследуемой конфигурации зависели от начальных условий иижекции и параметров плазмы, создаваемой пучком в газе.
П. 1.3 посвящен экспериментальному исследованию макроскопической неустойчивости РЭП на установке “НЕПТУН”, которая развивается с длиной волны порядка бетатронной и приводит к выбросу пучка на стенку дрейфовой камеры [19]. Время развития неустойчивости ~ 5 не значительно меньше времени диффузии магнитного поля та ~ 100 не. Определены зависимости скорости радиального смещения пучка и длина развития неустойчивости от давления газа. Полученные результаты находятся в удовлетворительном согласии с теорией резонансной резистивной неустойчивости.
В этой же главе в п. 1.4 рассмотрены особенности развития резонансной резистивной неустойчивости РЭП, распространяющегося в продольном магнитном поле в газе [20]. Наложение продольного магнитного поля Н2 порядка собственного поля (0,3 кЭ < Нг < 1,5 кЭ) приводит к затягиванию развития макроскопической неустойчивости, пучок не выбрасывается па стенки дрейфовой камеры и приобретает спиральную структуру. При увеличении магнитного поля (Н2 > 2 кЭ) происходит подавление макроскопической неустойчивости и перестройка конфигурации РЭП, возрастает эффективность транспортировки
В конце главы в п. 1.5 приведены результаты по транспортировке ленточного РЭП в сходящемся магнитном поле, выполненной на установке МС (Л - 400 кВ, I = 40 кА, Т(/2 = 40 не) [21]. Обнаружена неустойчивость пучка, приводящая к искривлению его формы и последующему развалу. Неустойчивость развивается за время ~10 не и длиной волны порядка 1см.
Вторая глава посвящена изучению эффективности транспортировки энергии по вакуумным коническим МИВЛ, а также особенностям установления в них магнитной изоляции: распределения тока электронных потерь, зависимости предельного изолирующего тока от характеристик линий. В этой же главе исследована динамика формирования высоковольтных сильноточных электронных пучков в диодах с малым аспектным отношением на выходе конических МИВЛ.
В п.2.1 дан краткий обзор работ, посвящённых изучению факторов, влияющих на эффективность транспортировки энергии в МИВЛ и вакуумных концентраторах с магнитной изоляцией.
В п.2.2 представлены эксперименты с коническими МИВЛ, которые проводились при потоках мощности Ю10 - 10й Вт/см2, напряженности электрического поля до 2 МВ/см при её скорости нарастания 10м В/см • с [22]. Из экспериментальных результатов следует, что режим магнитной самоизоляции в линиях с конической геометрией устанавливается аналогично цилиндрическим линиям. Электронные токи утечек, имеющие место на фронте импульса тока линии, исчезают, когда ток торцевого диода приблизительно на 20% превышает минимальный ток изоляции. Предельный ток в однородной конической линии при одном режиме работы генератора зависит от угла раствора линии. Полученная зависимость согласуется с результатами расчета [23].
В п.2.3 показано, что в сильноточном диоде с малым аспектным отношением на выходе МИВЛ динамика пучка связана с неоднородностями эмиссии тока с катода, вызванного функционированием катодных пятен и формированием из них плазменных потоков с характерным размером ~ 100 мкм, распространяющихся со скоростью (1-5) Ю7 см/с [24-26]. С ними связывается поступление плазмы в ускорительный промежуток, что приводит к снижению импеданса диода на 1 -2 порядка величины по сравнению с вакуумным случаем, особенностям переключения тока на торцевой диод и в конечном счете к эффективному согласованию сопротивления генератора с импедансом диода.
В п.2.4 для сравнения со случаем пассивного заполнения плазмой диода на выходе МИВЛ приведены результаты исследований диода с предварительной внешней инжекцией плазмы в ускорительной промежуток [27]. Определены особенности согласования импеданса плазмонаполненного диода с генератором.
В п.2.5 изучалась роль локальных плазменных потоков при транспортировке энергии в полосковой МИВЛ, нагруженной на сосредоточенную индуктивность при межэлектродных зазорах несколько миллиметров [28]. Установлено, что потери в таких линиях при токах больших минимального тока магнитной изоляции, носят осциллирующий характер. Наряду с относительно медленной компонентой плазмы, движущейся со скоростью (1-3)х106см/с, появляется быстрая компонента в виде локальных плазменных потоков (Л1Ш) с поперечным размером ~ 100 мкм, переносящих ток килоамперного уровня,
п
скорость плазмы в которых составляет величину (1-5)х10 см/с. Появление ЛПП не приводит к нарушению магнитной изоляции, однако снижает эффективность транспортировки энергии. Рассматриваются условия и возможный механизм возникновения ЛПП и их роль при концентрации энергии.
Третья глава посвящена исследованию вакуумных выходных устройств, разработанных для установок С-300 (4 МА, 100 не) и Модуль А5-01 (Ьт = 2МВ, I = 0,8 МА, х * 120 не). В п.3.1 дан краткий обзор работ но вакуумным концентраторам с магнитной самоизоляцией, являющихся одним из основных элементов мощных наносскундньгх генераторов тока. В п.п.3.2 - 3.3 представлены результаты изучения двух типов согласующихся устройств: вакуумного трансформатора с магнитной изоляцией и волнового трансформатора с трехмерным концентратором энергии.
На первом этапе разработки согласующих устройств был сконструирован вакуумный трансформатор с магнитной изоляцией, который затем использовался
в экспериментах по сжатию легких газовых лайнеров на уровне токов 1,8 МА с фронтом нарастания 10'7 с. На основе изучения макета трансформатора в /і величины на ускорителе MCM (U = 500 кВ, I = 150 кА., т = 60 не) были получены рекомендации по оптимизации выходного тока, увеличению коэффициента трансформации и снижению электронных токов утечки [29].
Повышение эффективности передачи энергии при использовании трансформатора с магнитной изоляцией сдерживалось наличием в нем потерями тока из-за нарушения магнитной изоляции. Дальнейшее развитие концепции согласующих устройств получила в результате разработки импульсного трансформатора на передающих линиях [30]. Исследованию его работы посвящен п.3.3.
Период разработки, внедрения и эксплуатации импульсного трансформатора относится к 1983 - 1992 г. В ходе выполнения работ проведено теоретическое и численно моделирование основных элементов трансформаторной системы, выполнены испытания бб основных узлов на стендах "Модуля А5-01", создана методика расчета импульсного трансформатора для согласования нагрузки (лайнера) с наносекундным генератором электромагнитных импульсов тсраватного диапазона мощности. Первый вариант импульсного трансформатора на передающих линиях позволил снизить выходное сопротивление ''Модуля А5-01” в 50 раз и довести выходной ток до 3,5 МА, получить эффективность передачи энергии в нагрузку около 60% от энергии генератора Модернизированный вариант трансформатора на передающих линиях, запущенный в 1989 г., обладал 'большим ресурсом работы и позволил получить ток на эквивапентной нагрузке 4,6 МА с временем нарастания 100 не.
Малоиндуктивные выходные устройства обеих систем представляют собой сложные трехмерные конфигурации, подвергающиеся воздействию высокого напряжения порядка сотен киловольт, а также потоков интенсивного мягкого рентгеновского излучения. Поэтому единственным способом изоляции электродов является вакуумная магнитная самоизоляция. Это явление в приложении к малоиндуктивным выходным устройствам согласующих систем послужило предметом изучения серии работ [24-26, 28], что позволило выработать практические рекомендации для конструкторских разработок. Использование явления магнитной изоляции при разработке выходного устройства (трехмерного концентратора) для "Модуля А5-0Г дало возможность снизить его индуктивность до I нГн и при максимальных значениях напряженности электрического поля в вакуумных зазорах линий 0,5 МВ/см получить плотность потока энергии на выходе концентратора Ю10 Вт/см2.
Применение импульсного трансформатора с трехмерным концентратором позволило выйти на уровень крупнейших американских установок (Питон, Блек Джек, Прото-2, HPZP-2), с уровнем мощности до 10 ТВт, предназначенных для инерционного синтеза и провести эксперименты по обжатию легких лайнеров магнитным полем, протекающего по ним тока с амплитудой до 2,5 МА и исследования динамики сжатия быстрых Z -пинчей при токах до 1.3 МА.
С целью выяснения возможности концентрации потока энергии до величины, необходимой для инициирования термоядерной реакции, в 1979 г. в ИАЭ были начаты работы по исследованию самоизоляции в неоднородных конических линиях. Как указано в п.2.3.2 в предварительных экспериментах, проводимых на установке МСМ, применение конических линий позволило
10
увеличить плотность потока энергии почти на три порядка. На следующем этапе экспериментальных работ необходимо было изучить проблему удержания плазмы в малых межэлектродных промежутках сходящихся линий, а также возможность получения низкоимпульсного режима работы диода на выходе конической МИВЛ при увеличении потоков мощности энергии, транспортируемых через нес. Натурное моделирование системы концентрации энергии РЭП было выполнено на установке Модуль А5-01. Результаты этих исследований представлены в п.3.4.
В экспериментах, выполненных на установке Модуль А5-01, было показано, что вакуумная коническая линия обеспечивает эффективную передачу энергии РЭП при максимальной напряженности электрического поля 2 МВ/см и плотности потока энергии £ 10м Вт/см2 . Из измерений следует, что в течение действия высоковольтного импульса плазма удерживается в межэлектродном зазоре линии. Реализация согласованного режима низкоимпедансного режима работы диода с малым аспектным отношением сопровождается фокусировкой РЭП до плотностей тока 5 МА/см2.
В конце 1986 г. Л.И. Рудаковым, Ю.В. Кобой и автором диссертации была предложена на основе анализа требуемой энергетики, способов обострения мощности и созданных к этому времени методов расчета вакуумных трехмерных транспортирующих систем схема установки С-300. На основе технического задания, подготовленного Ю.В. Кобой, В.И. Мижирицким и автором диссертации, были начаты работы по проектированию установки С-300. Проектирование основных узлов установки было осуществлено в ИАЭ им. И.В. Курчатова и НПО Красная Звезда (системы обострения на основе формирующих линий с водяной изоляцией). Автор диссертации совместно с Ликсоновым В.И. разработал конструкцию выходного узла установки С-300, включающую вакуумный трехмерный концентратор энергии с магнитной изоляцией и ускорительную трубку. Расчеты концентратора па основе модели, описывающей нестационарные процессы в МИВЛ, были выполнены Заживихиным В. В. Они позволили изучить влияние электронных потерь в линиях концентратора на параметры выходного импульса тока, а также получить расчетно - теоретическое обоснование конструкции и размеры выходного устройства С-300. В разработанном техническом проекте установки С-300 мощностью ЮТВт предполагалось, что она может работать в двух режимах: в режиме генерации электронного пучка и на лайнерную нагрузку. На основе расчетов и анализа модельных экспериментов, выполненных на установках МС, МСМ и МОДУЛЬ А5-01 были разработаны варианты вакуумного концентратора с низкой индуктивностью (10 нГн) на основе полосковых МИВЛ, обеспечивающие ток 3,5-4 МА на лайнерную нагрузку при напряжении в падающей волне 0,7 МВ с длительностью по основанию 70 не [31].
Исходя из экспериментальных данных, полученных при исследовании работы ножевого диода и расчетов, выполненных Головиным Г.Т., в п.3.6 предложена конструкция, состоящая из двух независимых цилиндрических вакуумных диодов с катодами ножевого типа. Выбранная конструкция позволяет генерировать полный электронный ток 3,4 МА при напряжении 1,3 МВ
Четвертая глава диссертации посвящена исследованию динамики электродинамического сжатия газовых лайнеров под действием магнитного поля тока, текущего через плазменную оболочку.
В п.4.1 дан краткий обзор работ по исследованию динамики сжатия лёгких лайнеров.
В п. 4.2.1-4.2.3 приведено описание импульсного газового клапана и сверхзвукового кольцевого сопла, формирующих газовую струю с числом Маха М = 4 -*■ 8. Кроме того приведена конструкция оптимизированного мишенного узла и методов измерений. Содержатся результаты измерений пространственного распределения концентрации газа вдоль оси разрядного промежутка с помощью интерферометрической методики. Для воздушной стт>уи с числом Маха М=4 максимальная концентрация лежала в диапазоне 10!8 -10 см'3. Экспериментально выбрана оптимальная конфигурация мишенного узла, действующего в условиях подсветки ВУФ и МР - излучений и заполнения газом струи магнитно-изолированных линий КЭ.
В п. 4.3 изложены результаты изучения формирования и динамики сжатия двухоболочечного пластикового лайнера с газовым наполнением [32]. В экспериментах по обжатию двухоболочечного лайнера, выполненных на установке Модуль А5 - 01, работающей в низкоимпедансном режиме (1=2,5 МА, 11 = 100 кВ, х = 100 не), была достигнута максимальная радиальная скорость 2 х 10'см/с, степень сжатия Л/г> 10, температура плазмы сжатого состояния Тс > 100 эВ и практически полная конверсия кинетической энергии лайнера в излучение за время 10"8 не. В результате сжатия лайнера обострение вкладываемой электрической мощности Р,л составляло Р^л/Рэл ~ 2-3.
В п. 4.4 исследовалась динамика ускорения полых газовых (воздушных и гелиевых) струй высотой 0,8 - 1 см с внешним диаметром струи, изменявшимся от 2 до 4 см и с внутренним от 4 до 2,6 см [33]. В серии экспериментов наблюдалось (см. п.4.4.1) устойчивое ускорение всей массы лайнера, которое соответствовало МГД - расчетам, выполненным в одномерном приближении. Появление на начальной стадии сжатия (к 40-50 не) азимутальной неоднородности не приводило к отклонениям от расчетного режима ускорения. В результате сжатия плазменной оболочки образуется плотная высокотемпературная плазма с поперечным размером 2-4 мм с температурой Т ~ 100 эВ. В экспериментах по обжатию лайнеров, формируемых струей воздуха, полная энергия МР-излучения достигала наибольших значений 4-5 кДж, а мощность (Рит) - 10й Вт. Потери на излучение составляли 50% от кинетической энергии лайнера.
В п. 4.4.2 представлены результаты исследования развития аксиальной неустойчивости лайнера, приводящей к разрывам в токовой оболочке, сопровождающейся проникновением тока внутрь лайнера с малым количеством массы [34]. Неустойчивость проявлялась в возникновении аксиальной неоднородности (страт) яркости изображения в видимом и ВУФ-МР излучении с характерным масштабом 1-1,5 мм. До момента максимального сжатия основной массы лайнера рентгеновскими ЭОП'ами регистрировался светящийся предвестник, предшествующий основному импульсу ВУФ и МР -излучения. Проникновение тока внутрь лайнера приводит к ухудшению динамики магнитного сжатия, движение оболочки происходит по инерции практически с постоянной скоростью. Из-за некомпактного схлопывания деформированной оболочки, несущей большую часть массы лайнера, длительность основного импульса излучения увеличивается, что приводит к уменьшению мощности излучения. Наблюдаемую динамику лайнера можно объяснить развитием быстрой ЭМГ- неустойчивости за время ~ нескольких наносекунд.
В п. 4.4.3 приведены результаты исследований по стабилизации токовой оболочки продольным магнитным полем [35]. Наложение продольного поля
величиной 5-10 кГс при изучении сжатия дейтериевых и гелиевых струй позволило получить режим устойчивого сжатия лайнеров. В этих экспериментах лайнер ускорялся до скорости 3 х 10' см/с, при этом степень сжатия достигала 10-15. Полный выход МР-излучения в присутствии продольного магнитного поля был в 1,2 - 1,5 раза меньше по сравнению со случаем, когда Н2 - 0, что связано с затрачиванием части кинетической энергии лайнера на работу сжатия продольного магнитного поля. Аксиальное магнитное поле в момент сжатия превосходило 1 МГс. Устойчивое ускорение лайнера связывается с ростом аксиального магнитного ноля, вмороженного в экспериментально наблюдаемую корону, окружающую основную массу лайнера.
Пятая глава диссертации посвящена изучению динамики сжатия плотных гетерогенных профилированных 7-пинчсй.
В п. 5.1 приведен краткий обзор работ по исследованию Z-пиnчeй, выполненных на основе тонких дейтерированных и замороженных нитей, а также гетерогенных материалов (агар-агар, ПВХ и др.).
В и. 5.2 изложены результаты развития перетяжки в плазме, образованной при протекании мегаачперного тока с фронтом 100 не через углеводородные и агар-агаровые цилиндрические профилированные нагрузки с заранее намеченной шейкой на установке Модуль А5-01 [36-37]. Эксперименты показали, что в области шейки в результате развития перегяжечной неустойчивости в агар-агаровой нагрузке с начальной плотностью 10'2 г/см^ формируется горячая плазма с характерным размером ЮОмкм, электронными температурой и концентрацией Те ~ 1 кэВ и 1021 - 1022 см'3 соответственно. Появление горячей плазмы в перетяжке 7-пинча сопровождается МР-излучением с энергией квантов Иу > 1 кэВ и длительностью 5 не. Мощность радиационных потерь в этой области достигала 109 Вт при энергии излучения в несколько джоулей. Полная энергия в спектратьном диапазоне энергий 1гу > 100 эВ составляла - 100 Дж.
В п. 5.3 представлены результаты исследований развития перетяжки на установке С-300. При токах до 3 МА с фронтом нарастания 100 не в области с предварительно намеченной шейкой диаметром < 1 мм в цилиндрической нагрузке, выполненной на основе агар-агара, формируется высокотемпературная плотная плазма с миниматьным диаметром 40 - 70 мкм [38]. Наиболее высокие параметры плазмы в области шейки Пс = 1022 см’ , Тс = 1,5 кэВ получены при использовании профилированных нагрузок с большей начальной плотностью р = 0.1 г/см3, чем в экспериментах на установке Модуль А5-01. В этих экспериментах обнаружен значительный отрыв ионной температуры от электронной, температура ионов, измеренная по доплеровскому уширению линий, лежит в диапазоне 3-13 кэВ.
Высокоскоростное фотофафированис, выполненное в БУФ и МР излучениях и оптическом диапазоне спектра показало, что процесс образования плазмы носит затянутый характер. Кратковременные плазменные потоки, переносящиеся в области шейки к оси нагрузки в течение нескольких наносекунд наблюдаются во время нарастания тока. Из расчетов, выполненных в рамках двумерной идеальной МГД-модели 7-пинча В.В. Вихревым (см. п.5.3.3), следует, что наиболее важным следствием непрерывного образования плазмы в области шейки является перехват тока вновь образующейся плашы. Величина тока на оси в области шейки радиусом 50 мкм в течение процесса плазмообразования не превышает половины от общего тока. После прекращения этого процесса в течение нескольких наносекунд почти весь ток сосредотачивается в указанной
%
13
выше области, что сопровождается резким увеличением температуры плазмы в перетяжке.
В п.5.3.4 изложены результаты изучения параметров нейтронного и рентгеновского излучений. Из результатов измерений следует, что в процессе формирования перетяжки одновременно возникают нейтронное, ЖР и МР излучения с длительностью < 10 нс [39-41]. Энергия нейтронов, измеренная с помощью врсмяпролётной методики вдоль и под углом 90° к оси составляла
2,4 ± 0,5 МэВ. Максимальное нейтронный выход излучения достигал 108 нейтронов за импульс. Появление коротких импульсов МР и ЖР излучений, сопровождающихся генерацией нейтронов, свидетельствует в пользу вывода о развитии одной перетяжки в области шейки.
В Заключение сформулированы основные результаты и выводы диссертации.
т
ГЛАВА 1
ТРАНСПОРТИРОВКА СИЛЬНОТОЧНОГО РЭП В НЕЙТРАЛЬНОМ ГАЗЕ.
1.1 Краткий обзор работ по равновесию и устойчивости РЭГ1, инжектированного в нейтральный газ и плазму.
1.1.1 Равновесные конфигурации РЭП.
Решение задачи эффективной транспортировки мощных электронных релятивистских пучков в газе тесно связан с вопросом о наличии и типе равновесной конфигурации пучка. Выбор той или иной равновесной конфигурации пучка зависит от многих факторов. К таким фактором нужно отнести величину тока, профиль пучка, "тепловой" разброс, сорт и давление газа, внешнее магнитное поле, время переходных процессов и инжскции пучка и т.д. Поэтому ответ на вопрос: какой тип равновесной конфигурации реализуется в каждом конкретном случае могут дать только экспериментальные исследования. Но в литературе ко времени начала исследований, приведенных в этой главе, практически отсутствовали экспериментальные работы, посвященные изучению равновесных конфигураций мощных РЭП (1л~ 1А), инжектированных в газ [42,43,44]. В работе [45] наблюдалась нестационарность в распределении плотности тока пучка и углового спектра. Вместе с тем опубликовано большое количество теоретических работ, в которых исследованы различные типы возможных конфигураций [46-48].
Наибольшее внимание было уделено стационарным продольно-однородным равновесным конфигурациям. При построении модели используется кинетическое уравнение Власова:
^ + ÿVf,-e[Ë+kOH]]^ = SK/,)> (1-1)
(где fc - функция распределения электронов, р - импульс, St(fc) - столкиовительный член) совместно с системой уравнений Максвелла
div Е = 4пЕеп,
rot Е = - l/c dÜj'ôi, (1.2)
div H = О,
rot H = l/c 5E/dt+4n/cXenv
В зависимости от выбора функции распределения fc получается большое количество моделей, обладающих различными свойствами. Условно эти модели можно разделить на две группы: модели равновесных состояний пучков с резкими границами и модели равновесных состояний пучков с размытыми границами (диффузные модели).
Из продольно однородных равновесных конфигураций первой группы наиболее подробно теоретически исследовалась модель Хаммера - Ростокера [49]. В этой работе степень нейтрализации заряда пучка { = п&/щ (пь, щ - концентрации электронов пучка и ионов плазмы) считалась постоянной, а функция распределения электронов выбиралась в виде:
и= (г^27гу0тс)5(Н-уот0с2) 6(Р2- у0т0рос), (1.3)
где Н = с[р2+(тс2)]1/2 - еф(г) - полная энергия, а Рг = рНе/с)Аг(г) - г-ая компонента обобщенного импульса; ро> по. и уо - постоянные величины; А7(г) - аксиальная составляющая векторного потенциала собственного азимутального магнитного поля; ф(г) - электростатический потенциал.
Модель Хаммера - Ростокера даст следующую зависимость концентрации электронов пучка пь:
«*('■) = >/*-/. 0<Г<ГЬ
(1.4)
Пь =0, г<гь,
где 5=с/соь - толщина бесстолкновительного скин-слоя (оь=4яе2пь/ше), гь - радиус пучка. Электронный пучок, как следует из (1.4) имеет резкую границу, плотность тока пучка растет при увеличении его радиуса, т.е. пучок имеет характерную трубчатую структуру. Ток электронного пучка определяется выражением:
Ток пучка существенно зависит от отношения гь/8. В случае полностью нейтрализованного пучка (Г = 1) при гь»б ток пучка, определяемый выражением 1=гь/2бЦ может значительно превосходить альфвеновский ток
1А=17000/оРо1о(гь/а) (1.6)
При гь/6 » 1 большая часть тока переносится в токовом слое вблизи поверхности электронного пучка.
К равновесным конфигурациям электронного пучка с размытой границей относится обобщенная модель Беннета [50 - 52], в которой электроны пучка с однородной и изотропной температурой Тс движутся относительно покоящихся ионов с температурой Т; с постоянной аксиальной скоростью. В этой модели равновесное распределение плотности электронов пучка по радиусу может быть представлено в виде:
Здесь г0 и ^-постоянные интегрирования, п0 = 2т^2Т* / [ле^го2(1-0], а Ті - температура ионов.
Полный ток в этой модели определяется выражением:
г _ П 81
(т?с2(1-/)1
При г| = 1 концентрация пь и плотность тока^ принимают конечные значения на оси пучка, а распределение плотности электронов является беннетовское [51]:
(1.9)
Когда ц=1, магнитное сжатие точно компенсирует разлет электронов, обусловленный тепловым движением. В случае Г| > 1 концентрация Пь и плотность тока ^ равны 0 при г = 0, и профиль плотности тока принимает трубчатую структуру. При этом из формулы (1.9) следует, что для нерелятивистских ионных температур ток пучка значительно превосходит альфвсновский при т| » 1, когда его распределение по радиусу имеет ярко выраженный трубчатый характер. В случае, когда р < 1 выражение для пь(г) на оси обращается в бесконечность и равновесие возможно лишь при наличии на оси тока противоположного направления. Следует отметить, что предположение, сделанное в рассмотренных моделях о том, что электронный пучок находится в частично нейтрализующем ионном фоне, сильно идеализирует ситуацию. Задача о стационарном самосогласованном состоянии РЭП в дрейфовом пространстве в общем случае не решена. Частным случаям равновесия РЭП, неоднородных в продольном направлении, посвящены работы [18, 53-55].
Установление равновесного состояния РЭП, распространяющегося в газе и в плазме, определяется нестационарными процессами, происходящими при иижекции и последующим распространением фронта пучка. Подробному изложению механизмов зарядовой и магнитной нейтрализации, эффектов диффузии магнитного поля, диссипативных процессов и влияния внешнего магнитного поля посвящено большое количество работ, обзоры которых приведены в [56-58]. В одной из первых эксисриментатьных работ [43], в которой изучалось влияние плазмы на инжектируемый в нее РЭП, было показано, что в плазме индуцируется обратный ток 1Р|, практически полностью компенсирующий ток пучка 1Ь. Качественная картина образования магнитного каната, зарядовая и
17
магнитная нейтрализации пучка рассматривались в [59-61 ]. В работе Ростокера и Хаммера [49] была развита детальная микроскопическая теория инжекции РЭП в плазму, исходя из гидродинамических уравнений при Т = 0 и уравнений поля. При этом предполагалось, что пь < пР| (пР| - концентрация плазмы). Наиболее быстрым процессом при условии о)ре > уел (для плазмы) является реакция плазмы на инжекцию РЭП с характерным временем ~1/соре. При гь» )^ = с/соре происходит зарядовая и токовая нейтрализация пучка. Остаточный (или полный) ток 1^ (1^ = 1ь - 1Р|). и связанное с ним азимутальное магнитное поле В9 оказывается сосредоточенным в узком слое Хр вблизи поверхности пучка. Плотность остаточного тока оказывается пропорциональной плотности пучка, поэтому магнитное поле этого тока составляет Хр/Гь часть магнитного поля пучка, т.е. Вф~(^гь)Во«2деп0^/с)Хр< Во (где В0 - собственное маг нитное поле РЭП).
Природа локализации индуцированных пучком полей и токов в плазме состоит в следующем: движущийся со скоростью V цилиндрический электронный пучок является источником переменных полей с характерной частотой со - у/гь. При у/гь « сор такие поля в плазму не проникают и экранируются на расстоянии V Поэтому вся реакция плазмы при ?.р«Гь сосредоточена в области самого пучка, а полный ток 1г локализован в плазменном слое толщиной Хр у поверхности пучка. С ростом Хр/гь эффект магнитной нейтрализации уменьшается и при Хр>гь исчезает; нейтрализация заряда происходит всегда и не зависит от Хр/гь.
В рамках однородной модели Альфена-Лоусона предельный ток можно представить в виде:
-/„)-(!-/)
(1-20)
При f = 1, 1 - fm = В<р / В0» Xp/rb (fm - І^/Іь-степень токовой нейтрализации, 1Р| -плазменный ток) предельный ток равен 1Г1рсд/ ІА =(гь I Хр)>\.
В случае однородного пучка анализ, проведенный с учетом диффузии магнитного поля A.A. Рухадзе, В.Г. Рухлином [57] и R. Lee, R.N. Sudan [62] показал, что в отсутствии внешнего поля диссипативные эффекты приводят к затуханию индуцированного в плазме тока в области пучка и на расстояниях Z>Zd=v/ve.i(rtAp) от переднего фронта пучка (или по истечению времени t > td= Zd/v после прохождения пучком данного сечения Z=const). Обратный ток полностью диссипирует и исчезает магнитная, но не зарядовая нейтрализация, что приводит к невозможности протекания сверхпрсдельных токов по плазме.
Наряду с существованием большого количества моделей РЭП в плазме к началу экспериментальных исследований, изложенных в этой главе, практически отсутствовали экспериментальные работы, посвященные исследованию равновесных конфигураций сильноточных пучков с токами пучка 1ь~1л> инжектированных в газ или плазму. Кроме того, в то время как многочисленные теоретические модели равновесия пучка являются существенно одномерными, в ряде экспериментов по транспортировке сильноточного РЭП через нейтральный газ наблюдались неоднородные в продольном направлении устойчивые состояния пучка [42,43]. При этом в электронном пучке (1ь = 17 кА, Еь = 2,5-3 МэВ, т=20 не),
инжектированном в нейтральный газ (р = 0,15-0,3 Topp), возникают регулярные двумерные токовые структуры, затухающие в направлении распространения. В работе [63] исследовалась временная структура. электронного пучка (1ь- 45 кА, U =1,3 MB, т = 90нс) при различных давлениях в дрейфовой камере (р - 0,1-10 Topp). Из результатов измерений следует, что в начале импульса тока плотность тока сравнительно равномерно распределена по сечению, а затем с течением времени наблюдается увеличение плотности тока в центральной области пучка. Этот эффект авторы связывают с линчеванием пучка в прианодной плазме.
При инжекции РЭП (Ть = 45 kA, U = 1 МВ,т = 60 не) в нейтральный газ в работе [64] зарегистрирована временная эволюция энергетического спектра РЭП. Установлено наличие оптимального давления ропт «ІТорр при распространении РЭП, когда энергетический спектр претерпевал наименьшие изменения при транспортировке на расстояние до 2м. Отклонение от р0Пт приводит к смещению максимума энергетического спектра в область меньших энергий и к ухудшению моноэнергстичиости пучка. Нестационарность в распределении плотности электронного пучка (1Ь = 30 кА, U = 0,5 MB, т = 45 не) и углового спектра наблюдалась в [45]. В результате взаимодействия частиц пучка с собственным магнитным полем при неполной магнитной нейтрализации профиль плотности пушка на фиксированном расстоянии (L = 40см) от места инжекции становился близким к трубчатому. Формирование трубчатого профиля свидетельствует о значительном увеличении длины траектории частиц, связанных с их движением под большими углами к оси пучка.
В работе [44] измерялся профиль пучка (Ib < I kA, U = 5 MB, т = 250 не) с током существенно меньшим альфвеновского. Из экспериментальных результатов следовало, что релятивистский пучок приобретал благодаря рассеянию в нейтральном газе (в азоте и аргоне, при р = 10-40 Topp) беннетовский профиль. Беннетовское равновесие устанавливалось быстрее при увеличении давления и длины распространения пушка.
1.1.2. Устойчивость РЭП, распространяющегося в плазме и нейтральном
газе.
Важное место в проблеме транспортировки сильноточных пучков релятивистских электронов занимают исследования устойчивости при их распространении в газе или плазме. Экспериментальные исследования по транспортировке пучка с током 1ь<1а в нейтральных газах, проведенные в различных лабораториях, показали, что существует достаточно узкий диапазон давлений, в котором пучок эффективно распространяется на расстояния до Юм [65]. Для азота эта область давлений лежит в районе Р«1 'Горр, где потери энергии связаны с развитием пучковой неустойчивости и упругим рассеянием релятивистских частиц на атомах и ионах плазмы, созданной пучком при инжекции в газ [66,67]. При умеренных давлениях 1<р(Торр)<100 в ряде экспериментов наблюдалась потеря устойчивости пушка, сопровождавшаяся срывом тока и уменьшением эффективности транспортировки [65,68].
Наблюдаемые явления авторы работы [65] связывают с развитием шланговой неустойчивости [69].
Диссипативная ветвь шланговой неустойчивости пучка в плазме конечной проводимости впервые была рассмотрена Розенблютом [70]. Механизм неустойчивости состоит в том, что на частицы, движущиеся в собственном магнитном поле при малых случайных изгибах пучка, начинает действовать центробежная сила. Смещение пучка в поперечном направлении под действием этой силы на характерное расстояние порядка собственного радиуса происходит за время, большее времени диффузии магнитного поля в окружающей плазме: Т(1=4лагь/с2 (где а - проводимость плазмы, гь - радиус пучка). Дальнейшее развитие модель неустойчивости, рассмотренная в [70], получила в работах [69,71,72]. В них были сделаны попытки продвинутся в область длин волн, сравнимых с бетатронной в модели жесткого пучка.
В работе [73] автор отказался от модели жесткого пучка и рассматривал отклонения непосредственно бетатронных колебаний. Количественный анализ был проведен для идеализированной модели, когда бетатронные траектории представляют собой правильные винтовые линии. В результате было получено, что инкремент неустойчивости достигает величины порядка обратного времени диффузии Xd"1 при значениях волнового числа kz ~ кр. Пространственные и временные инкременты шланговой неустойчивости в предельных случаях высокой и низкой проводимости были рассчи таны в работе [74].
Особенностью для диссипативной шланговой неустойчивости является то, что она конвективная, и колебания перемещаются вдоль пучка со скоростью, близкой к продольной скорости пучка, медленно увеличивая свою амплитуду. Неустойчивость данного типа является длинноволновой и развивается в слаботочных пучках в плазме с весьма низкой проводимостью.
Другой тип шланговой неустойчивости рассмотрели A.A. Иванов и Л.И. Рудаков [75]. В плазме высокой проводимости пучок вместе со своим магнитным полем “вморожен” в окружающую плазму. При этом под дейсгвием центробежной силы пучок перемещается в поперечном направлении вместе с плазмой, и скорость поперечного смещения не превышает скорости звука в плазме cs. Неустойчивость является медленной для пучков с длительностью т ~ 100 не. Характерным для шланговой неустойчивости, рассмотренной как в [70], так и в [75], является то, что длина волны такой неустойчивости намного больше длины волны бетатронных колебаний частиц пучка.
При исследовании шланговой неустойчивости, выполненных в рассмотренных выше работах предполагалось, что проводимость плазменного канала является пространственно однородной вдоль направления распространения пучка. Влияние эффекта ионизации нейтральных атомов газа на развитие неустойчивости изучалось в работах [76,77].
В работе [78] была обнаружена быстрая неустойчивость релятивистского электронного пучка, приводящая к выбросу пучка па стенку дрейфовой камеры с характерным временем развития более чем на порядок величины короче времени развития шланговой неустойчивости и длиной волны, близкой к длине волны бетатронных колебаний. Это явление авторами объясняется развитием резонансной
резистивной неустойчивости [19]. Качественно механизм этой неустойчивости состоит в резонансном взаимодействии между бетатронными колебаниями частиц пучка в результирующем азимутальном магнитном поле Н0:Р полного тока l£ и возмущениями магнитного поля 5Н. При этом время ее развития существенно меньше времени диффузии магнитного ноля, а расстояние, на котором развивается неустойчивость, составляет несколько длин воли бетатронных колебаний. В пределе т07>1 оценка для инкремента неустойчивости имеет вид:
Г~(^Г2>г/' (1.21)
Экспериментальное исследование быстрой макроскопической неустойчивости РЭП вьптолнены в работах [68,78,19,79,20]. При давлении нейтрального газа 1-100 Topp наблюдалась потеря устойчивости пучка, сопровождавшаяся уменьшением эффективности транспортировки [68,78]. Исследование зависимости переноса заряда пучка от давления показали, что существует характерный провал в эффективности транспортировки, глубина и ширина которого зависели для данного сорта газа от длины транспортировки. Неустойчивость обнаруживается по срыву тока лучка и приводит к выбросу пучка как целого на стенки дрейфовой камеры.
В работе [68] при транспортировке РЭП (Б = 1 МэВ, 1 = 37 кЛ) в воздухе при v/у < 1 для р » 6 Topp наблюдаемый срыв тока зависел от давления. Исследование влияния шланговой неустойчивости на транспортировку РЭП в различных газах с v/y « 1 на расстоянии до 7 м было выполнено в [65,72]. Как и при токах 1Ь ~ Ц в этих экспериментах при давлениях больших нескольких Topp наблюдался срыв тока на заднем фронте пучка, а с ростом давления момент срыва перемещался к переднему фронту пучка. В [65] пучок, контролируемых! образом возмущался в начале камеры дрейфа в радиальном направлении в результате прохождения резонансной структуры. По мере распространения по дрейфовой камере возмущение нарастало, и на расстоянии 1,5 м от плоскости инжекции амплитуда поперечного смещения пучка сравнивалась с его размером.
В [78,19] исследовалась неустойчивость пучка релятивистских электронов с энергией Е = 450 кэВ, током 1ь = 20 кА, распространяющегося по нейтральному газу в области давлений 10-100 Topp, приводящему к выбросу пучка как целого на стенку дрейфовой камеры. Неустойчивость проявлялась в возбуждении поперечных колебаний пучка с нарастающей во времени амплитудой. Длина волны таких колебаний по порядку величины равна длине волны бетатронных колебаний электронов пучка, время развития неустойчивости у ~ !0'9 с'1, что много меньше скипового времени. С увеличением давления газа в диапазоне 1< р (Topp) <100 время и длина развития неустойчивости уменьшаются. Причиной возникновения такой неустойчивости, по мнению авторов работы [19], является резонансное взаимодействие возмущения магнитного поля пучка и электронов, движущихся но бетатронным траекториям.
В работе [79] выполнены эксперименты по изучению макроскопической неустойчивости РЭП в газовых смесях, рассматриваемых в качес тве реагентов для
21
плазмохимических реакторов. При инжекции РЭП (Е = 1 МэВ, 1ь = 20 кА) в плотные газовые смеси при р > 50 Торр наблюдалось смещение пучка как целого относительно его первоначальногонаправления распространения. Развивающаяся неустойчивость приводит к уменьшению амплитуды тока и сокращению его длительности, а также к уменьшению эффективности транспортировки тока пучка. Увеличение углового разброса пучка стабилизировало неустойчивость.
Исследованию влияния внешнего магнитного поля Нг на развитие макроскопической неустойчивости посвящена работа [20]. Экспериментально было обнаружено, что при давлениях р > 20 Торр в полях, меньших собственного поля пучка (Нф > Нг, 0,3<Нг(кЭ)<1,5), развитие неустойчивости приводило к образованию спиральной конфигурации пучка, шаг и радиус которой уменьшался с увеличением поля. Подавление неустойчивости наблюдалось при Н2 > Н^. При Н2 > 1,5 кЭ радиус пучка сравнивался с радиусом спирали, и с увеличением магнитного поля спираль вырождалась в закрученный шнур, при этом эффективность транспортировки существенно повышалась.
Ведущее магнитное поле широко используется для транспортировки и фокусировки сильноточного пучка. Обзоры экспериментальных и теоретических работ по транспортировке РЭП в продольном магнитном поле приведены в [80,81]. Инжекция РЭИ в продольное магнитное поле позволяет существенно увеличить эффективность передачи энергии и заряда пучка и транспортировать пучок с у/у»1 на значительные расстояния. Движение пучка в неоднородном магнитном иоле при Нг > Нф может быть описано в одночастичном приближении [82,83,84]. Наблюдаемое в экспериментах по фокусировке РЭП в магнитном поле пробочной геометрии отклонение от одночастичной адиабатической теории связаны с влиянием собственных полей пучка [85]. В [21] при транспортировке ленточного РЭП (Е = 0,4 МэВ, 1Ь = 40 кА, т = 40 не) в газе в продольном магнитном поле (Н2=4-6кЭ, Нгтах/Нг«4) обнаружена неустойчивость, приводящая к искривлению профиля пучка и последующему его развалу.
В работах [86,87] теоретически и экспериментально изучалась филаментационная неустойчивость РЭП, благодаря которой прямой и обратный ток разбивается на отдельные нити. В [86] построена модель и проведен расчет в приближении бесконечно широкого пучка, распространяющегося по плазме однородной плотности, причем ионы считались подвижными. Оказалось, что в слабых продольных магнитных полях таких, что сосн £ сорс (и/с)у1/2 (где сосн -циклотронная частота для электронов пучка, сор* - плазменная частота) возникает электромагнитная неустойчивость, приводящая к разбиению пучка на большое число нитей. Эти нити затем могут сливаться друг с другом и образовывать пучок большей плотности, так что конечным эффектом является сжатие пучка. Если пучок был слабым (пР| /пь » 1), то в сжатом состоянии пр| /пь - 1- Это явление должно наблюдаться при малом начальном угловом разбросе. В работе [87] экспериментально обнаружена филаментация пучка (электромагнитного типа) при соен < (1/2)о)ре- При увеличении температуры пучка (углового разброса) наблюдалось увеличение поперечного размера нитей.