Процессы энерговыделения в гелиосферных плазменных токовых слоях. Релаксация, нагрев и ускорение заряженных частиц

ОГЛАВЛЕНИЕ
СП
ВВЕДЕНИЕ............................................6
В. 1. НАГРЕВ И УСКОРЕНИЕ ИОНОВ В
МАГНИТОЗВУКОВЫХ УДАРНЫХ ВОЛНАХ..............7
В.2. ИОННАЯ ДИНАМИКА В КВАЗИНЕЙТРАЛЬНЫХ
ТОКОВЫХ СЛОЯХ............................... 9
В.З. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ УСТАНОВКИ И
ДИАГНОСТИЧЕСКИЕ ПРИБОРЫ.................... 11
В.4. ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕ11ИЯ, ВЫНОСИМЫЕ ПА ЗАЩИТУ .. 13
В.5. СТРУКТУРА РАБОТЫ......................... 14
ГЛАВА 1. МАГНИТОЗВУКОВАЯ УДАРНАЯ ВОЛНА.............15
1.1. ОБЩИЕ ПОДХОДЫ. СОСТОЯНИЕ ПРОБЛЕМЫ........ 15
1.2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ НАГРЕВА И УСКОРЕНИЯ ИОНОВ В ЛАБОРАТОРНОЙ МАГНИТОЗВУКОВОЙ УДАРНОЙ ВОЛНЕ..................43
1.2.1. ДИНАМИКА ТОКОВЫХ СЛОЕВ...............44
1.2.2. ПЕРЕРАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПОТОКОВОЙ КИНЕТИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ УДАРНОЙ ВОЛНЫ
ПО ЭНЕРГЕТИЧЕСКОМУ СПЕКТРУ ИОНОВ....... 50
1.3. СРАВНЕНИЕ С ДАННЫМИ СПУТНИКОВЫХ ИЗМЕРЕНИЙ......................................55
1.4. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ ПО МЗУВ С ОТРАЖЕННЫМИ ИОНАМИ.............................62
1.5. О ТОНКОЙ СТРУКТУРЕ ОТРАЖЕ11ИЯ И РАССЕ Я! 1ИЯ ИОНОВ..........................................65
1.6. ЗАКОНОМЕРНОСТИ ОТРАЖЕНИЯ ИОНОВ МАГНИТОЗВУКОВОЙ УДАРНОЙ ВОЛНОЙ. ЧИСЛЕННЫЙ
ЭКСПЕРИМЕНТ.................................73
1.6.1. ОГТРЕДЕЛЕНИЕ ТРАЕКТОРИЙ ИОНОВ........74
3
1.6.2. РЕЗУЛЬТАТЫ ЧИСЛЕННОГО СЧЕТА...........78
1.7. СЕРФОТРОННОЕ УСКОРЕНИЕ ИОНОВ ВДОЛЬ ФРОНТА МАГНИТОЗВУ КОВОЙ УДАРНОЙ ВОЛНЫ...............86
1.7.1. АНАЛИЗ МЕХАНИЗМА УСКОРЕНИЯ.
ЭКСПЕРИМЕНТ.............................. 90
1.8. ОКОЛОЗЕМНАЯ УДАРНАЯ ВОЛНА..................96
1.8.1. СТРУКТУРА ПОТЕНЦИАЛА И ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ..................................97
1.8.2. ФУНКЦИЯ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИОНОВ ПО ЭНЕРГИИ .99
1.8.3. КОЛЕБАНИЯ И ВОЛНЫ В ОКРЕСТНОСТИ УДАРНОГО ФРОНТА............................. 101
1.8.4. СВОДКА ОСНОВНЫХ СВОЙСТВ МЗУВ.........102
1.9. СЕРФОТРОННЫЙ МЕХАНИЗМ УСКОРЕНИЯ ЧАСТИЦ В
ПЛАЗМЕ. ЧИСЛЕННЫЙ ЭКСПЕРИМЕНТ...............105
1.9Л. РАСЧЕТ ТРАЕКТОРИЙ И ЭНЕРГИИ ИОНОВ ПРИ
СЕРФИНГЕ ВО ФРОНТЕ МЗУВ................ 108
1.9.1.1. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ............... 108
1.9.2. СТРОГО ПЕРПЕНДИКУЛЯРНАЯ МЗУВ......111
1.9.3. КОСАЯ МЗУВ.......................111
1.9.4. МЗУВ С ПРОИЗВОЛЬНЫМИ ЗНАЧЕНИЯМИ УГЛОВа, Ф и Э...........................115
1.9.5. ОБСУЖДЕНИЕ.......................117
1.9.6. ВЫВОДЫ...........................121
1.10. РЕЛАКСАЦИЯ ОТРАЖЕННОГО ПУЧКА ИОНОВ И ГЕНЕРАЦИЯ ГОРЯЧИХ ЭЛЕКТРОНОВ................122
1.10.1. ВВЕДЕНИЕ...........................122
1.10.2. ТЕХНИЧЕСКОЕ ОБЕСПЕЧЕНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА 123
1.10.3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ.......127
1.10.3.1. ОТРАЖЕНИЕ И РЕЛАКСАЦИЯ ИОННОГО
4
ПУЧКА...........................127
1.10.3.2. ДИНАМИКА ПОТЕНЦИАЛА
И ЭЛЕКТРОННОГО ТОКА............ 132
1.10.4. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ............ 134
1.10.4.1. ФОРМИРОВАНИЕ СПЕКТРА ИОНОВ 134
1.10.4.2. УСКОРЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ........136
1.10.4.3. СТРУКТУРА УДАРНОЙ ВОЛНЫ.....140
1.10.4.4. ПРИЛОЖЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ ЭКСПЕРИМЕНТА. ОКОЛОЗЕМНАЯ УДАРНАЯ ВОЛНА................................ 142
ГЛАВА 2. УСКОРЕНИЕ ИОНОВ В КВАЗИНЕЙТРАЛЬНОМ
ТОКОВОМ СЛОЕ...............................145
2.1. ОБЗОР ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ РЕЗУЛЬТАТОВ.... 171
2.2. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ НА ЛАБОРАТОРНЫЙ ЭКСПЕРИМЕНТ................................. 186
2.3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ............188
2.3.1. СЕРФОТРОННОЕ УСКОРЕНИЕ ПРОТОНОВ
В КВАЗИНЕЙТРАЛЬНОМ ТОКОВОМ СЛОЕ.......193
2.3.2. УСКОРЕНИЕ ПРОТОНОВ 11011ЕРЕК ТОКА..196
2.3.3. ИЗМЕРЕНИЯ ПОД УГЛОМ 45°............201
2.3.4. ПРОДОЛЬНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ (90°).........205
2.4. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ....................210
2.5. СРАВНЕНИЕ С ДАННЫМИ СПУТНИКОВЬ1Х ИЗМЕРЕНИЙ
В ГЕОМАГНИТНОМ ХВОСТЕ......................215
2.6. УСКОРЕНИЕ ИОНОВ В ЛАБОРАТОРИИ И В СОЛНЕЧНЫХ ВСПЫШКАХ.......................................223
ГЛАВА 3. ТЕХНИКА ЛАБОРАТОРНОГО ЭКСПЕРИМЕНТА........228
3.1. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ УСТАНОВКИ. НАЧАЛЬНЫЕ
УСЛОВИЯ....................................228
3.2. ЗОПДОВЫЕ ДИАГНОСТИЧЕСКИЕ УСТРОЙСТВА.......238
3.3. ИЗМЕРЕНИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ ПРОТОНОВ
ПО ЭНЕРГИИ..................................239
3.4. ПРИБОРЫ АНАЛИЗА И КАЛИБРОВКИ..............244
3.4.1. ЭНЕРГОАНАЛИЗАТОР НЕЙТРАЛЬНЫХ ЧАСТИЦ С ВРЕМЕННОЙ ФОКУСИРОВКОЙ......................244
3.4.2. УСТАНОВКА ДЛЯ КАЛИБРОВКИ МНОГОКАНАЛЬНЫХ ЭНЕРГОАНАЛИЗАТОРОВ АТОМОВ ВОДОРОДА..........250
3.4.3. РЕГИСТРАТОР КОРПУСКУЛЯРНОГО ПОТОКА...255
ЗАКЛЮЧЕНИЕ.........................................257
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ.........................259
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ.........................................262
6
ВВЕДЕНИЕ
Диссертационная работа посвящена экспериментальному исследованию закономерностей процессов нагрева и ускорения ионов и электронов в бесстолкновительных относительно парных столкновений плазменных токовых слоях: магнитозвуковой ударной волне (МЗУВ) и квазинейтральном токовом слое (КТС). Последний разделяет области плазмы с вмороженными противоположно направленными магнитными полями; в КТС возможна отличная от нуля поперечная к слою компонента магнитного поля.
Интерес к исследованию динамики преобразования энергии направленного движения потока плазмы в МЗУВ или магнитной энергии квази-нейтрального токового слоя в тепловую и кинетическую энергию ионов определяется тем, что в ионной компоненте аккумулируется основная часть потоковой или магнитной энерг ии, а наиболее яркие проявления «вторичного» энерговыделения вызываются перераспределением энергии между ионами и электронами или перекачкой энергии по спектру электромагнитных колебаний. Примерами таких процессов могут быть нагрев электронов [Галеев, 1986] во фронте околоземной МЗУВ при взаимодействии плазмы с пучком отраженных от фронта волны ионов и геомагнитные возмущения, коррелирующие с всплесками высокоэнергичных ионов, рождающихся при перестройке магнитной структуры КТС геомагнитного хвоста [Зеленый, 1986].
Генерация бесстолкновительных МЗУВ и КТС осуществлялась в предварительно приготовленной плазме лабораторных установок (модификаций установки) типа тета-пинч в результате приложения к плазменной границе
с1В
магнитного возмущения В] со скоростью нарастания поля —->3*109Гс/с. В
с/{
случае, когда начальное магнитное поле в предварительной плазме совпадало по направлению с полем В], изучалась МЗУВ; если В0 было антипарал-лельно В] - КТС.
7
B.l. НАГРЕВ И УСКОРЕНИЕ ИОНОВ В МАГНИТОЗВУКОВЫХ
УДАРНЫХ ВОЛНАХ
История изучения МЗУВ насчитывает более 40 лет [Сагдеев, 1961, 1964; Кеннзл и др., 1984; Лембидж и др., 2004]. На первом этапе (1961-1974 годы) основное количество информации получалось при проведении теоретических исследований и лабораторных экспериментов. Изложенная в обзоре [Бискамп, 1973] общая картина МЗУВ остается справедливой до настоящего времени, однако, она дополнена большим количеством новых принципиально важных деталей, расшифровывающих природу диссипативных механизмов, увеличивающих многообразие явлений, процессов, пространственных и временных масштабов внутри МЗУВ. Новые данные были получены в теории, на спутниках и космических аппаратах (КА) таких, например, как «Прогноз», IMP, ISEE, Wind, Interball, Cluster и уже в меньшей степени в лабораторных опытах. Преимущества лабораторного эксперимента проявились при изучении изменяющихся во времени параметров плазмы и характеристик заряженных частиц, например, в процессе регулярного ускорения. В данной работе мы ограничимся изложением результатов экспериментального исследования «лабораторных» поперечных (угол между нормалью к плоскости ударной волны и начальным магнитным полем вКп = 90°) турбулентных МЗУВ с отношением плазменного давления к магнитному Д << /, время существования которых порядка обратной ионной циклотронной частоты coci'!, с незамагниченными отраженными ионами.
К настоящему времени для поперечных ударных волн экспериментально установлены некоторые характеристики ионной динамики. С ростом альфвеновского числа Маха Мл = U/VA (U - скорость ударной волны,
VА = 1 - альфвеновская скорость, щ - начальная концентрация плаз-
д/4яи0М
8
начальная температура плазмы, R - универсальная газовая постоянная) увеличивается средняя энерг ия частиц [Спрайтер и др., 1968; Алиновский и др., 1972; Застенкер, Скальский, 1986]. Нагрев ионов происходит в области основного скачка (ramp) магнитного поля [Гринстадт и др., 1980J. Для сверх-критических ударных волн с Мл > Ма, где MCi определяется условием перехода в дозвуковое по скорости ионного звука Cs2 течение за фронтом МЗУВ (Cs2 - (Т2е/М)05, Т2е- температура электронов за фронтом МЗУВ), обнаружены отраженные ионы [Эсбридж и др., 1968; Алиханов и др., 1969]. Их количество увеличивается при росте числа Маха [Филипс, Робсон, 1972]. Отраженные ионы ответственны за возбуждение в подножии МЗУВ широкого спектра электростатических колебаний, в котором выделяются два максимума - в области нижнегибридной и ионно-звуковой частот.
Физические механизмы, определяющие в широком диапазоне Мл нагрев и ускорение ионов, полностью не выяснены.
В связи с тем, что за неравновесность функции распределения частиц, движущихся поперек МЗУВ наибольшая ответственность ложится на отраженные ионы, в диссертационной работе изучаются в широком диапазоне Мл экспериментально и численными методами закономерности процесса отражения и влияние отраженных ионов раздельно на нафев керна функции распределения ионов и электронов и энергосодержание в нетепловом хвосте. В связи с многомасштабностыо явлений во фронте МЗУВ [Галеев и др., 1988], возможной нестационарностью эффекта отражения ионов [Красносельских, 1985] и наличием во фронте ударной волны квазистационарных нелинейных структур ионного потока [Смирнов, Вайсберг, 1988] исследуется тонкая структура электростатического потенциала и связанные с ней особенности отражения ионов. Обсуждается механизм передачи части энергии пучка отраженных ионов электронам.
В плазменных токовых слоях существует уникальная возможность наблюдать одновременно работу как турбулентных механизмов диссипации энергии направленного движения или магнитной энергии, так и ускорение
9
частиц в результате воздействия регулярных (макроскопических) ускорительных механизмов. Один из регулярных механизмов - резонансное серфотронное ускорение ионов вдоль фронта МЗУВ (УрхВ-ускорение) [Сагдесв, 1964; Сагдеев, Шапиро, 1973; Губченко, Зайцев, 1979; Осава, 1985; Буланов. Сахаров, 1986] идентифицирован и подробно изучается в представленной работе. В численном эксперименте выясняется возможность захвата ионов МЗУВ и их ускорения при перемещении вместе с ударной волной под любыми углами к магнитному полю.
В.2. ИОННАЯ ДИНАМИКА В КВАЗИНЕЙТРАЛЬНЫХ ТОКОВЫХ СЛОЯХ
Квазинейтральный токовый слой неустойчив относительно разрывных (тиринг) электромагнитных неустойчивостей. Он может иметь сложную топологию магнитного поля, состоять из цепочки магнитных островов (токовых жгутов). Длина волны Л растущих возмущений определяется полутол-щиной А токового слоя (Л > 2тгА). Для лабораторных КТС это размеры порядка 10 см, в то время как, например, в геомагнитном хвосте Земли А ~ /09 см. Прямое изучение закономерностей магнитного пересоединения и связанных с ним процессов набора энергии ионами наиболее успешно до настоящего времени проводилось в лабораторных условиях. Эксперименты ставились на установках с начальным магнитным полем, содержащим двумерную или трехмерную нейтральную линию (линия изменения знака магнитного поля), в области которой с помощью прямого разряда формировался токовый слой [Франк, 1974; Оябу и др., 1974; Стензел, Гекельман, 1984; Франк и др., 2006]. В других экспериментах нейтральная линия появлялась в процессе формирования токового слоя - двойной обращенный пинч [Баум, Братенал, 1980] и тета-пинч [Ченг, ДеСилва, 1978; Алтынцев и др., 1988а].
На стадиях формирования, метастабильного существования, импульсной фазе пересоединения на установках с начальны,м квадрупольным магнитным полем регистрировались потоки плазмы, вытекающие вдоль слоя
10
[Кирий и др., 1983]. Средняя энергия ионов достигала 10 кэВ [Оябу и др., 1974]. В процессе существования слоя наблюдался рост температуры ионов [Стензел, Гекельман, 1984; Кирий и др., 1988]. Па импульсной фазе пересо-единения в прямом разряде поперек тока формировался двойной слой, где происходило ускорение ионов, появлялись пучки частиц, возбуждающие в плазме турбулентность [Стензел, Гекельман, 1984]. Пучки ионов наблюдались также и в тета-пинчах. КТС, генерируемые в тета-пинчах не опираются на электроды, они замкнуты в кольцо и на динамической стадии существования двигаются по направлению к оси установки, отражая часть налетающего потока плазмы [Кошилев и др., 1977; Ченг, ДеСилва, 1978]. В случае медленно движущегося (покоящегося - стационарного) КТС также наблюдаются энергичные ионы в хвосте функции распределения, не связанные с отражением. Их количество составляет несколько процентов ог основной массы [Кошилев и др., 1980]. Для импульсных лабораторных установок наиболее полные данные по динамике ионов в плазменных слоях получены с помощью многоканальных энергоанализаторов спектров. Ограничения в таких измерениях связаны с конечным энергетическим и временным разрешением диагностических приборов.
Убедительные доказательства магнитного пересоединения в космосе получены для геомагнитного хвоста и дневной магнитосферы Земли. Данные магнитных измерений позволяют исследователям утверждать, что в плазменном слое хвоста существуют магнитные структуры (плазмоиды), ограниченные замкнутыми силовыми линиями. Свидетельством пересоединения являются также регистрируемые всплески высокоэнергичных ионов, сопровождающие прохождение плазмоидов, формирование нулевой линии Х-гипа [например, Кирш и др., 1984; Зеленый, 1986].
При исследовании ионной динами в КТС в настоящей работе сл авилась задача выделения области параметров плазмы, где наличие энергичных частиц определяется отражением, и выяснения природы ускорительных механизмов в случае, когда отражение ионов не вносит вклада в формирование
II
немаксвелловского хвоста функции распределения. Сделаны измерения с привязкой к пространственной структуре КТС на разных стадиях его существования, в том числе и при вынужденном разрушении (раскрытии) магнитных островов.
В.З. ЭКСПЕРИМЕ1ГГАЛЬНЫЕ УСТАНОВКИ И ДИАГНОСТИЧЕСКИЕ ПРИБОРЫ
Тип установки «УН-Феникс» для формирования плазменных токовых слоев был задан «исторически». Прообразом послужила установка «УН-4» институ та Ядерной физики СО РА11, на которой в шестидесятые годы XX века был получен ряд определяющих результатов по физике МЗУВ. Новые физические задачи в области МЗУВ и КТС требовали модификации установки. В основном это касалось обеспечения максимально возможной степени ионизации плазмы, повторяемости плазменных параметров от «выстрела к выстрелу». Плазма должна быть однородной в области генерации магнитного возмущения; должны быть минимизированы примеси к рабочему газу (водород, реже аргон), поступление холодной пристеночной плазмы в плазменный токовый слой. Были исключены помехи, связанные с повторной генерацией магнитного возмущения при переполюсовке поля емкостного разрядного накопителя на границе плазмы, периодически разряжающегося на одиночный соленоид - ударный виток. Особенно эго было важно при изучении КТС, так как существенно увеличило время жизни слоя, позволило убрать эффекты, связанные с его движением как целого.
Была создана система «безмасляной» вакуумной откачки (абсорбционные насосы двух ступеней плюс магпиторазрядные или турбомолекулярные насосы) с устройствами аварийной отсечки плазменного объема при прорывах атмосферы и отключении электрического питания. Двухточечная система импульсного напуска (по два импульсных клапана устанавливались на противоположных торцах установки), наряду с предварительной «тренировкой»
12
- обезгаживанием серией разрядов и созданием специальных устройств, увеличивающих напряженность поджигающего индукционного поля, позволили приблизиться к 100% ионизации рабочего газа и однородному в пределах ±10% распределению начальной плазмы под ударным витком. Задача обеспечения апериодического импульса магнитного поля на границе (однократная генерация токового слоя) потребовала поиска малоиндуктивных высоковольтных конденсаторов, а, главное, создания малоиндуктивной коммутирующей накопитель энергии системы из основного и кроубарирующего разрядников. Конфигурация ударного витка: широкий, узкий, перфорированный по длине определялась непосредственной задачей на эксперимент.
В качестве диагностических устройств широко применялись традиционные зондовые - магнитные (одиночные, линейки зондов), электрические (тройные) и «потенциальные» зонды. С их помощью определялись как начальная концентрация и магнитное поле в предварительной плазме, так и временной ход и амплитуды магнитного и электрических полей в области плазменного токового слоя. В соответствие с требованиями эксперимента менялась ориентация зондов, расстояние между ними в зондовых линейках. Повышение разрядных напряжений потребовало улучшить помехозащищенность приборов применением дополнительных магнитных сопротивлений, экранов, расположением ограничивающих плазменный ток сопротивлений в потенциальных зондах в непосредственной близости от приемных электродов. Была модернизирована система запуска элементов установки и регистрирующей аппаратуры. Основное количество измерений проведено с использованием высокочастотных двухлучевых запоминающих осциллографов С8-14. В специальных сериях экспериментов применялись более высокоскоростные (С7-15) осциллографы с разрешением до десятых долей не. Максимальное количество одновременно регистрируемых сигналов (датчиков) составляло 12.
Г лавная информация о закономерностях нагрева и ускорения заряженных частиц была получена методами многоканальной (8-9 каналов) корпус-
13
кулярной диагностики по быстрым нейтралам перезарядки. Эта трудоемкая, но информативная диагностика потребовала создания энергоанализаторов с высокой чувствительностью и временным (до нескольких не) разрешением, обеспечивающих регистрацию всего спектра по энергии за один выстрел установки в заданном энергетическом (от 100 эВ до 10 кэВ) диапазоне. Для калибровки энергоанализаторов был создан комплекс источников ионов или нейтральных атомов определенного сорта, включающий, как правило, плазменный источник ионов, камеру обдирки, магнитный масс-анализатор и систему регистрации. Система калибровки позволяла проводить ее как «по точкам», ступенчато меняя энергию моноэнергетичного пучка, так и использовать пучок, имеющий широкий спектр по энергии, покрывающий весь диапазон энергоанализатора нейтральных частиц перезарядки. При этом при импульсных измерениях обращалось внимание на обеспечение временной фокусировки пучка. Обеспечение фокусировки первого порядка в двух направлениях в электростатическом энергоанализаторе ионов увеличило чувствительность энергоанализаторов и несколько расширило в сторону низких энергий диапазон регистрации. Для оперативной проверки калибровки коэффициентов усиления многоканального энергоанализатора ионов непосредственно на плазменной установке в процессе эксперимента (например, после изменения положения энергоанализатора) был создан и применялся миниатюрный источник ионов цезия с поверхностной ионизацией.
В.4. ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ, ВЫНОСИМЫЕ ІІЛ ЗАЩИТУ
1. Во фронте МЗУВ заряженные частицы набирают энергию в процессе отражения и серфотронного ускорения. Ионы определяют динамику диссипации энергии в МЗУВ в диапазоне чисел Маха, включающем и докритиче-ский режим. Перераспределение энергии в ударной волне контролируется характером ион-ионного взаимодействия.
2. Отраженные ионы в подножии МЗУВ передают до 30% своей энер-
14
гии электронам, ускоряя их до значений около 100 начальных электронных температур.
3. Квазинейтральному токовому слою свойственна пространственная анизотропия ускорения ионов в КТС. Наиболее эффективно протоны ускоряются в области магнитного острова. Ионы набирают энергию в процессе отражения, серфотронного ускорения и ускорения на амбиполярном скачке потенциала.
4. Вынужденное раскрытие замкнутых магнитных конфигураций и последующее формирование новой магнитной структуры сопровождается наиболее мощным всплеском эмиссии энергичных ионов.
В.5. СТРУКТУРА РАБОТЫ
Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и библиографического списка цитированной литературы.
Во введении определен предмет исследования, дана краткая аннотация работ, отражающих современное состояние проблемы набора энергии ионами в МЗУВ и КТС. Приведены основные положения, выносимые на защиту.
Изложение результатов, отражающих проблему набора энергии ионами в МЗУВ, посвящена глава 1.
Во второй главе сосредоточены данные по ускорению протонов в КТС.
В третьей главе приводится описание экспериментальной установки и ее модификаций, диагностических приборов и методов, использовавшихся при выполнении диссертационной работы.
Далее приведены заключение и основные результаты, полученные при выполнении диссертационной работы.
15
Глава 1. Магнитозвуковая ударная волна
1.1. Общие подходы. Состояние проблемы
На протяжении «первого золотого века» (1964-1974 годы) исследования МЗУВ основное количество информации, как уже говорилось, было получено при проведении теоретических исследований и лабораторных экспериментов. Новые экспериментальные данные получены, в основном, для гелиосферных ударных волн. Космические аппараты пересекали как квазипер-пендикулярные (45° < 0цп ^ 90°), так и квазипараллельные (0° < 0цп <45°) турбулентные бесстолкновительные ударные волны (вВп - угол между межпланетным (невозмущенным) магнитным полем (ММП)В0 и нормалью п к плоскости фронта МЗУВ). Положение нормали п в МГД-приближении, когда справедлива теорема компланарности, в соответствии с которой магнитное поле с обеих сторон фронта ударной волны и нормаль к плоскости фронта лежат в одной плоскости и нормальная компонента маг нитного поля сохраняется при переходе через фронт (В{ • п = В2 • п ), может быть определено
_ (52-Я,)х(^х^) ~ 5
п = —- —гДе В] и В2 - магнитное поле перед и за фрон-
как п =
(В2-В1)х(В2хВ,)\
том ударной волны [Чао, Хсай, 1984]. При этом поверхность околоземной ударной волны, симметричная относительно плоскости эклиптики, задается уравнением второго порядка ацХ2 + а22У2 +а33ХУ + а}4Х + а24У + а44 = 0, где коэффициенты а у равны: ац = - 0,1023; а22 = 1: а33 = 0; аы = 44.466; а24 - -4,76; а44 = -629,03 [Формизано, 1979].
Наиболее полные характеристики ионной динамики установлены для квазиперпендикулярных ударных волн. Известно, что с ростом альфвенов-ского МА и звукового М■} чисел Маха увеличивается средняя энергия частиц во фронте МЗУВ [Спрайтер и др., 1968; Алиновский и др., 1972; Застенкер, Скальский, 1986]. Определяющий нагрев всех ионов происходит в области
16
основного скачка (ramp) магнитного поля [Гринстадт и др., 1980]. Макроскопическая структура фронта ударной волны, механизмы диссипации энергии направленного движения и их особенности различны для ударных волн с разными числами Альфвена-Маха.
Магнитозвуковая бесстолкновительная ударная волна, по определению, существует, если число Маха превышает так называемое критическое число Маха МА = Мс, которое определяется условием перехода в дозвуковое по скорости ионного звука CS2 течение за фронтом волны. Формирование ударной волны описывается как процесс, в котором сохраняется баланс меж-ДУ укручением нелинейной волны в плазме и различными, возможно, каскадными противодействующими этому диссипативными процессами. Они вызываются проявлением дисперсии, аномального сопротивления и вязкости и обеспечивают выполнение законов сохранения - соотношений Ренкина-Гюгонио, связывающих невозмущенное состояние перед фронтом плоской МЗУВ и состояние за фронтом, не зависящих в стационарном состоянии от специфики диссипативных механизмов [Пападопоулос, 19871:
Уравнения (1.1)—(1,3) записаны с учетом сохранения в двумерной системе
г
Cos О их
(1.3)
(1.2)
(1.1)
условий квазинейтральности: п = пе=п(\ непрерывности:
—п = -nVU) =-nVUe и скалярности давления U = (U;VT) (индексом Т от-
dt
непрерывности:
мечены перпендикулярные к и компоненты; 0их - угол между направлением
17
невозмущенной скорости и осью Ох; ось Ох - поперек фронта ударной волны).
Для случая В = 0 система (1.1)—(1.3) преобразуется к стандартным газодинамическим соотношениям Ренкина-Гюгонио:
У — 1 + -—у
ТГ =---------------------------------------------------------------(1'4)
их у +1
1
2________________________
2
(1.5)
пхМих" Г +1 где Р - давление.
Для МЗУВ уравнения (1.1)—(1.3) дополняются уравнениями Максвелла:
- 4/г -
ппВ =—у; (1.6)
с
го1Ё = -~; (1.7)
с а/
сНуВ = 0. (1.8)
Применимость МГД соотношений (1.1)—(1.3) для расчета параметров за фронтом ударной волны тестировалась, например, при вычислении величины В2 по измеренным 7?/ и плазменным параметрам перед фронтом 204 околоземных МЗУВ [Уинтерхалтер и др., 1984]. Было найдено, что одножидкостные с у = 5/3 уравнения сохранения дают значения, удовлетворительно совпадающие с экспериментальными данными, для МА < 10 и 0цп>45°. Для углов Овп £ 45° и МА > 10 базовые соотношения Ренкина-Гюгонио для объяснения наблюдаемых величин должны быть расширены включением дополнительных физических механизмов диссипации, например, введением в уравнения движения, уравнения для ионного момента и энергии коэффициентов, учитывающих конечное сопротивление плазмы и вязкость.
Фундаментальным свойством условий на скачке является их независи-
18
мость от структуры фронта ударной волны. В применении к бесстолкнови-тельным ударным волнам МГД-уравнения Ренкина-Гюгонио обладают двумя основными недостатками:
• при одножидкостном описании не учитывается реально существующая разность между температурами ионов и электронов, взаимодействие между электронами и ионами;
• число степеней свободы для ионов (£) и электронов (5е.) полагается одинаковым.
I Гримером расширения соотношений Ренкина-Гюгонио может быть набор уравнений (1.9)—(1.13), приведенный в работе [Сандерсон, У риг, 1978], в котором эти недостатки устранены: температура электронов не полагается равной температуре ионов и приняты произвольные показатели адиабаты для ионного и электронного нагревов:
Получен набор из пяти уравнений с шестью неизвестными. Замыкание системы уравнений производится с использованием знаний экспериментальных данных для различных ударных волн. Для докритической МЗУВ ионный нагрев полагается адиабатическим, как и электронный: 5, =5*. Для сверх-критической - пренебрсгается электронным нагревом по сравнению с ионным, что приводит к одножидкостным уравнениям сохранения. Электронный нагрев может учитываться введением в уравнения переноса эффективной
( п{их = п2и2х;
(1.9)
2
тп + Те\ + (М + т)У\ + “---------= 1а ^ 1е2 Т Ут + т)и2х + »
8 ял, 8ял2
(1.10)
8ял
(5, + 2)Г„ + (5,. + 2 )Т12 +(т + М)и? + =
2ж
(1.12)
(1.11)
(1.13)
19
частоты столкновений Уф Сравнение расчетных данных с результатами эксперимента при введении в уравнения измеренной Уф дает удовлетворительное согласие расчета и эксперимента.
В цилиндрической геометрии (6-пинч), когда плазма с однородной плотностью щ помещена в начальное поле Но и в начальный момент времени находится на радиусе г0, система МГД-уравиений в лагранжевых координатах имеет следующий вид [Березин и др., 19666]:
д_
dt
/ \ п.
\ д
'о дґо
du
СrU); 1 г д
dt 8т0М r0 dr{)
ré-M
+
тс2 1 'г дН
(4та:пй)2М г U дг0
Ô і^н) К « J _1 9 ( с2 г2 дН] тс2 1 д2 I ( г2 дН>
dt г0 {47Г(7 г2 дг0у 4 ne r0 dtdr0 Ivo дгй,
п дР д
4-уР —
п0 dt dt
с
= (r-D,. 2
16л- а
ґдн^2
v^oy
п
—r0dr0 = rdr ; п
G
п0е
mv
(1.14)
(1.15)
(1.16)
(1.17)
(1.18) (119)
eff
Последнее уравнение учитывает джоулево нагревание электронов.
Магнитное поле на границе изменяется по закону:
2
н(го.шхУ) = ~2—У7 ' + А5Яп(м) , где Я - радиус токонесущего проводника, я--г (О
гтах - начальный радиус шнура в единицах -----, r(t) - радиус шнура в мо-
со
ре
мент времени /, А - амплитуда, со - круговая частота поля на границе,
fàpe
' 4 тт0е*
т
плазменная электронная частота.
Для лабораторных ударных волн, распространяющихся поперек маг-
20
нитного поля, была принята классификация, разделяющая их на ламинарные и МЗУВ с апериодическим профилем [Алиханов и др., 1969]. Ламинарная волна существует до МА < 2, имеет осцилляторную структуру с затухающим
с
шлейфом осцилляций с пространственным масштабом --------------. Во фронте
*>ре
такой волны плазменные микронеустойчивости не развиваются; своим существованием она обязана дисперсионным эффектам. При более высоких МА наблюдается апериодический профиль магнитного поля с шириной области
с
максимального градиента Д«10--------. Процесс неадиабатической (аномаль-
®ре
ной) диссипации в них связан с развитием плазменной турбулентности. Совокупность экспериментальных данных не противоречит представлению о резистивном механизме диссипации. Предлагалось несколько конкретных механизмов турбулентности. В пользу токового ионно-звукового механизма свидетельствуют данные работы [Еськов и др., 1969], в которой зондовым методом обнаружены микрофлуктуации электрического поля с частотой ~ сор1
I 4Д77 6^
(сор{ =-Л ^ ионная плазменная частота). Более подробные сведения бы-
\ М
ли получены в экспериментах по регистрации рассеяния лазерного излучения на флуктуациях плотности плазмы. Было показано, что рассеивающие волны распространяются в конусе вокруг направления электронного тока и имеют спектр, соответствующий ионнозвуковой турбулентности [Пол и др., 1969]. Однако, в некоторых работах при близких начальных условиях, наряду с утверждением, что регистрируемые колебания вызываются дрейфом электронов относительно ионов, неустойчивость не идентифицировалась как ион-иозвуковая, так как фазовая скорость колебаний была близка к тепловой ионной Уи [Кельхакер, Стоуэр, 1971; Махалик, Нильсон, 1973] и вероятным кандидатом называлась электронно-циклотронно-дрейфовая неустойчивость.
21
Токовые неустойчивости, определяя масштаб резистивной диссипации (ширину фронта МЗУВ), задают и верхнюю границу размера области набора ионами энергии, особенно если речь идет о лабораторных ударных волнах, изучение которых ограничено ПО времени величиной ~ СОа1 (СОа = еВ/Мс).
В табл. 1.1, 1.2, следуя [Скадеру и др., 1986], мы приводим более полный набор возможных неустойчивостей, приводящих к перераспределению энергии в МЗУВ.
Таблица 1.1
Плазменные неусточивости во фронте МЗУВ
Неустойчивость Природа неустойчивости Возбуждение Источник свободной энергии
1 2 3 4
Иоп-иониая магнитозвуковая отраженные и проходящие ионы У0=Ои-и1г; стабилизируется при у«>уа
Модифициро- ванная двухпотоковая вистлерная мода при косом распространении - отраженные ионы; - проходящие ионы -У0=(О1Г-ие)-х; -У0=Фи~ие)-х
Нижне-гибридная дрейфовая - медленные дрейфовые волны; -допплср-сдвинутые висг-леры - отраженные ионы; - проходящие ионы Уо=Ф>-ие)-у, УпФ 0; -К=(0„-иг)-у, V» ^ 0
Ионно-звуковая - квази-мода ионных волн; - электронно-пучковая мода - две популяции ионов, дрейфующие поперек поля; - электроны и вторичный дрейфующий пучок ионов II "Д/ +"Лг-йе пи -п-„ порог возбуждения не наблюдался 90=фе-й,)-в- :ильная зависимость от ТфТ, У
22
1 2 3 4
Электронно- звуковая элскгронно-пучковая мода электроны и вторичный дрейфующий пучок электронов У'-<.0*-0ЛУВ; очень слабая зависимость от Тс/Т1
Электронно- циклотронная допплер- сдвинугая Берн-штейновская или ионная волны дрейфующие электроны Уо=(0'-0;)(1-ВВ); может быть подавлена наличием V/?
Висшерная вистлерная мода при параллельном распространении электроны, анизотропные в пространстве скоростей Те± > Те//\ может сделать электроны изотропными
Таблица 1.2
Плазменные неусточивости во фронте МЗУВ
Неустойчивость Направление распространения Типичная длина волны Частота
1 2 3 4
Ион-иоппая (А Д) = 90* | к с у » со1
Модифициро- ванная двухпопюковая 0 < (к,В0)< 90'; (к,В0) *90* к у ** ! Ко <° * <°1Л >Г > со> > (О^(о/Н;у>о,
Нижне-гибридная дрейфовая (М0)<90“; 1*1 К со » 4о,н \у » со,
(*Д)<90* А К со * со1Н-у »со,
Ионно-звуковая (М0)« 90*; кЯ0 ^ 1 \ СО<СОр,\у>0)\
(*,Д>)* 0* 0,1^
23
1 2 3 4
Электронно- звуковая (Мо)*0*; кЛп <0,15 со » 6copi;y « 7 • 10“2 сор{
Электронно- циклотронная (*, В0)* 90" £ to 1Л со » псос
Вистлерная (к,В„)* 0" к<°)ре с o<copt;y>coi
В таблице 1.2 у — инкримент роста амплитуды колебаний, сощ = = -](0cc0)ci - частота нижнегибридных колебаний.
При экспериментальном изучении условий формирования МЗУВ было обнаружено изменение профиля магнитного поля - появление «подножия» при переходе через число Маха МА ~ 3, которое впоследствии было названо первым критическим числом Маха МС\ [Алиханов и др., 1968]. Скорость плазмы за фронтом МЗУВ, если МА ~ Мер становится равной тепловой скорости ионов. Название для Ма было введено авторами работы [Еселевич и др. 1970; 1971], которые в лабораторном эксперименте на установке УН-4 обнаружили, что, начиная с Ма и до МС2 & 4,5+5,5 (второе критическое число Маха), во фронте МЗУВ существует изомагнитный скачок потенциала. Ширина скачка потенциала и плотности - нелинейной электростатической вол-
I Т
ны оценивалась как 8 ~ XD (кр = I е—~г - дебаевский радиус). Относи-
\ 4лп0е~
тельная амплитуда изомагнитного скачка в диапазоне исследованных чисел Маха изменяется от 0,1 <р2 до 0,7<р2.
Первое критическое число Маха связывалось также с появлением перед фронтом волны отраженных ионов [Эсбридж и др., 1968; Алиханов и др., 1969; Алиновский и др., 1972], приводящих к появлению аномальной вязкости. Их количество увеличивается при росте МА [Филипс, Робсон, 1972]. Отраженные ионы считаются ответственными за возбуждение в подножии УВ широкого спектра электростатических колебаний, в котором выделяются два
24
максимума - в области нижнегибридной и ионно-звуковой частот. Начиная с МА & Ма ~ 3, только аномальное сопротивление, вызванное развитием во фронте УВ ионно-звуковой турбулентности, как следует из теории, не может обеспечить необходимую диссипацию. При достижении МА & МС2 ~ 3,5 разрушается изомагнитный скачок. Теоретически показано [Красносельских, 1985], что при дальнейшем росте числа Маха уже отражение ионов не обеспечивает необходимую для выполнения законов сохранения Ренкина-Гюгонио диссипацию потоковой энергии, поэтому для обозначения этой границы было введено третье критическое число Маха Мез, при достижении которого фронт ударной волны становится нестационарным, имеющим «мерцающую» структуру: в различных точках фронта «вспыхивают» и «гаснут» области опрокидывания ионного потока, наблюдается периодическое возрастание числа отраженных ионов и уровня плазменной турбулентности, интенсивный нагрев набегающего потока плазмы в локальных областях.
Физические механизмы, определяющие в широком диапазоне МА нагрев и ускорение ионов, в полном объеме еще не поняты. Наибольшая ответственность за неравновесность функции распределения частиц, движущихся поперек МЗУВ, ложится на отраженные ионы. Энергия, переносимая ими, определяет частично нагрев ионов и основное энергосодержание в нетспло-вом хвосте спектра. Механизмы набора энергии основной массой частиц и ионами из хвоста функции распределения могут быть совершенно различными, поэтому нагрев и ускорение ионов необходимо рассматривать раздельно.
Данные об измерении температуры ионов в лабораторных ударных волнах очень бедны. [Доув, 1971] сообщал о вычислении Г, по измеренному уширению линии Иа в движущемся с МА = 6,8 токовом слое (отделения МЗУВ от магнитного поршня не было). На стадии стационарного движения температура ионов за фронтом МЗУВ была равна Та =110 эВ. Анализ частиц по нейтралам перезарядки проведен [Алиновским и др., 1972]. Измерения энергетических распределений протонов, по низкоэнер1 етичной части которых в предположении сдвинутого на скорость волны максвелловского рас-
25
предсления вычислялась температура ионов за фронтом ударной волны ТЬ, были сделаны с помощью одноканального энергоанализатора суперпозицией многих «выстрелов» установки «УН-4» при фиксированных начальных условиях. Для случая МА = 1,8 получена Та = 4-8 эВ; когда МА = 4,5 - Та = 130 эВ. Температура ионов при малом числе Маха, на наш взгляд, занижена, а при большом - завышена из-за неточности определения скорости конвекции (скорости ионов за фронтом МЗУВ), наложения неодинаковых от «выстрела» к «выстрелу» распределений, явного влияния отраженных частиц при больших МА.
В ряде работ вывод о характере нагрева ионов был сделан из законов сохранения на скачке в приближении идеальной одномерной магнитной гидродинамики, когда измерялись некоторые другие плазменные параметры. Контролируемой величиной в работе [Куртмуллаев и др., 1970] была п2 Т'2-
Вблизи И = — = ——— > 3,5 (весь диапазон 1 < И < 6) наблюдалось резкое в\ во
4 71У1 Т
расхождение экспериментального графика --------------= /№от расчетных зна-
*0
чений, в том числе и учитывающих цилипдричность установки. Это интерпретировалось как рост п2Тс2- В работе [Сегре, Мортон, 1971] по регистрируемому томсоновскому рассеянию лазерного излучения строились профили и определялись величины Те2 в диапазоне 3,1 < Мл < 4,25. Температура электронов с ростом числа Маха увеличивалась с 54 до 77 эВ. Расчетная ионная температура при изменении Мл от 3, 1 до 4,25 возрастала от 0 до 54 эВ. В работе подчеркивалась необходимость учета аномальной вязкости из-за возможного многопотокового движения ионов при объяснении причины ионного нагрева. Однако, попытки учесть в законах сохранения отраженные частицы предпринято не было. Так как отраженные ионы не замагничены (лармо-ровский радиус ионов в иоле перед МЗУВ р, >Я, где /? - радиус установки), то при условии пощ/п0 = 0,1 и МА = 3,1 температура ионов за фронтом удар-
26
ной волны в случае максвелловского распределения, вычисленная из закона
Л
МПотрУ П
сохранения импульса на скачке, Та «----------------- —«48 эВ, а при —— = 0,1 и
п2 п0
МА =4,25- Тп «107 ±20 эВ. Таким образом, вычисления не обеспечивают однозначные величины Та.
В качестве причины нагрева ионов, наряду с адиабатическим сжатием
Тид - Т0
/ \ !Ь_
КП0у
у-1
, которое при показателе адиаба ты у = 5/3 дает Та0 макс = 2,5Т0
[Ландау, Лившиц, 1986J, рассматривался и нагрев в результате поглощения ионами энергии колебаний, раскачиваемых током во фронте ударной волны,
dE Vd
со скоростью нагрева, определяемой соотношением ——s—r9 где Vj -
dEf (со! k)
дрейфовая (токовая) скорость, cade - фгтзовая скорость колебаний [Галеев, Са-гдеев, 1973]. При начальных температурах Г0<5эВ Тадмакс <10эВ; прирост температуры в зоне токовой ионно-звуковой неустойчивости (при dEe = 50эВ, co/k = С? ~ 77О6 см/с, Vl{ = 5-J07 см/с) dEt « 7эВ. Суммарная температура (Тадмакс+ dE^ оказываются много меньше максимальных наблюдаемых.
Развитием понятия гидродинамического опрокидывания (разрушения) МЗУВ, в результате чего возникает двухпотоковая ситуация [Сагдеев, 1961] или кинетического опрокидывания, приводящего к возникновению нескольких максимумов на функции распределения [Гуревич, Питаевский, 1980], явилось отождествление в экспериментах высокоэнергичных частиц из хвоста функции распределения как ионов, отраженных движущимся скачком электростатического потенциала во фронте ударной волны. Для понимания физики МЗУВ без столкновений в плазме этот результат сыграл очень важную роль.
В работе [Алиханов и др., 1969] при исследовании энергетического спектра протонов с помощью одноканального энергоанализатора нейтраль-
27
ных частиц перезарядки было получено указание на возможность отражения ионов: регистрировались частицы, движущиеся назад от МЗУВ еще до кумуляции волны на оси установки (0-пинч). В этих же режимах были зарегистрированы электромагнитные флуктуации с волновым вектором к % —и
с
частотой со«сош, причиной которых называлась неустойчивость взаимопроникающих потоков ионов.
В экспериментах [Доув, 1971], наряду с уширением линии Иау регистрировался и ее допплеровский сдвиг. В качестве причины этого эффекта (сдвига) был принят поток частиц, отождествленный с отраженными магнитным полем поршня ионами, движущимися со скоростями VOTP « 2U.
Целенаправленно изучение закономерностей отражения было проведено авторами работы [Филипс, Робсон, 1972]. Ионы ими регистрировались непосредственно в плазме на коллектор, плоскость которого была перпендикулярна плоскости фронта ударной волны. На коллектор попадали частицы, развернувшиеся после отражения на угол 90° в начальном магнитном поле. Опережающие МЗУВ ионы наблюдались в диапазоне 2,7 < А/^ < 4Д причем их количество возрастало с ростом МА при уменьшении В0(п0 = 5-101' см'3 = const; U = 2-107 см/с = const). Отмечалось также, что отражение осуществляется не только макроскопическим скачком потенциала - его величина не обеспечивала необходимого торможения частиц. Предполагалось, что ионы отражаются первым максимумом потенциала электростатической ударной волны с осцилляторным профилем, не разрешенной при измерении, но существующей внутри МЗУВ. Кроме того, так как длина подножия соответствовала невозмущенной расчетной траектории зеркально отраженных ионов, был сделан вывод об отсутствии коллективного взаимодействия в подножии ударной волны. В то же время, на этой установке в диапазоне начальных концентраций 1,2-1013 < п0 < б-1013 см'3 (В0 = 170 Г с; дейтериевая плазма) в лидирующей части фронта МЗВУ были зарегистрированы колебания с