авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 || 4 |

«ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ НАУКИ ИНСТИТУТ СИЛЬНОТОЧНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ СИБИРСКОГО ОТДЕЛЕНИЯ РАН ...»

-- [ Страница 3 ] --

Сравнение осциллограмм рис. 3.13 выявляет также разницу между токами I A1 (t ) и I A2 (t ), составляющую 300 кА в течение 400 нс с момента появления I A2 (t ). Про текание тока до плоскости датчика I A2 обусловлено, возможно, наличием плотной плазмы вблизи анода. Уплотнение происходит за счет радиального расталкивания пе ремычки при движении поршня. В результате часть тока протекает по плазме, минуя измерительную полость датчика I A2. Появление плотной углеродной плазмы в плос кости датчика I A2 полностью шунтирует его через 400500 нс после начала проте кания тока, приводя к выполаживанию кривой I A2 (t ). Увеличение массы инжектиро ванной плазмы и, как следствие, плотности после сгребания в плоскости I A2 ещё сильнее шунтирует датчик, что проявляется в очевидном искажении формы и укоро чении длительности сигнала (рис. 3.14). Сигналы I A2 (t ) и I g (t ) перестают совпадать, а ток I A2 (t ) много меньше тока I g (t ).

Полагая скорость разлета плазмы 2 см/ µ s, для каждого значения td можно рас считать протяженность плотной части перемычки. Разность между ею и расстоянием от плоскости датчика I A2 до инжектора плазмы, отнесенная к времени запаздывания I A2 (t ) относительно I A1 (t ), дает оценку скорости транспорта магнитного поля в пере мычке. Из неё следует, что увеличение поля, соответствующего току в прерывателе в момент появления сигнала I A2 (t ), до 30 кГс сопровождается пропорциональным ростом скорости до 15 см/ µ s. Эта тенденция коррелирует с линейной зависимостью альфвеновской скорости от поля. Возможные вариации плотности плазмы не оказы вают заметного влияния на проявление тенденции. Обусловлено это исключительно аксиальным направлением инжекции, для которого увеличение задержки преимуще ственно удлиняет перемычку при некотором квазипостоянном уровне средней по длине плотности (п. 3.3, 3.4).

3.3. Динамика линейной плотности плазмы.

3.3.1. Результаты экспериментов.

При продольном сканировании динамика линейной плотности nl определялась на различных расстояниях от катода при фиксированной td 4.5 µ s, а также на рас стоянии 3.5 мм от катода при варьировании td [166]. При срабатывании пушек без включения генератора динамика усредненной по межэлектродному зазору кривой nl иллюстрируется рис. 3.15. Для сопоставления приведена также осциллограмма раз рядного тока инжектора плазмы I pg в относительных единицах. В течение µs нарастает до 61016 см-2, в nl дальнейшем оставаясь в среднем вблизи этого уровня. Осцилляции nl происходят с частотой примерно вдвое Рис. 3.15. Динамика nl.

превышающей частоту колебаний тока в пушках. На рис. показана 3. усредненная по шести выстрелам кривая nl на расстоянии 3.5 мм от катода, где в отличие от рис. 3.15 осцилляции nl менее выражены. В результате участок Рис. 3.16. Динамика nl при нарастания кривой близок к nl r rc = 3.5 мм.

линейному. Плотность плазмы за 7 µ s нарастает до 31016 см-2. Так как l v d t, то из линейности nl следует, что при увели чении времени инжекции усредненная вдоль перемычки концентрация плазмы меня ется незначительно.

Сравнение кривых рис. 3.15, 3.16 выявляет, что распределение nl в межэлек тродном зазоре не отличается высокой однородностью. Это затрудняет сопоставление измеренных значений nl со скейлингом (2.8). Тем не менее при фиксированном по ложении зондирующего луча относительно катода ( r rc = 3.5 мм) увеличение време ни инжекции, а значит и длины перемычки, повышает ток проводимости в соответст вии со скейлингом I c ( nl )1/ 2 (рис. 3.17а). Эта корреляция не означает, разумеется, постоянства концентрации плазмы вдоль перемычки. Она подтверждает только, что при аксиальной инжекции удлинение пе ремычки незначительно меняет усред ненную по длине концентрацию. Для фиксированного времени инжекции по стоянна и протяженность перемычки.

При стабильной работе инжектора долж на сохраняться и средняя по длине пере мычки концентрация. Однако по мере увеличения числа срабатываний инжек ционная способность пушек снижается.

Это обстоятельство позволило выявить зависимость I c ( nl )1/ 4 (рис. 3.17b). По скольку l постоянна, то данные для тока Рис. 3.17. Данные I c ( nl ) при проводимости I c n1/ 4 согласуются со r rc = 3.5 мм (a), td 4.5 µ s (b).

скейлингом (2.8).

Следует отметить, что значения nl в зависимости от td вычислялись из показа ний интерферометра без включения генератора тока. На рис. 3.17 приведены резуль таты сопоставления nl с током проводимости, полученным в выстрелах при тех же значениях td. Эта процедура оправдана тем, что для 23 последовательных срабаты ваний инжектора плазмы показания интерферометра отличаются незначительно.

Динамика nl при протекании тока показана на рис. 3.18 вместе с осцилло граммами тока в прерывателе и нагрузке ( td 4.5 µ s, r rc = 4.5 мм). Без и при протекании тока кривые nl совпадают в течение 500 нс. Затем кривая nl в вы стреле с протеканием тока начинает на растать. В результате к концу стадии Рис. 3.18. Динамика nl без и при протекании тока. проводимости пик nl вдвое превышает величину nl для инжектированной плазмы в этот же момент времени. В дальнейшей динамике nl наблюдается резкий провал с последующим подъемом. Это происходит при всех радиальных положениях зонди рующего луча в области между катодом и серединой межэлектродного зазора (рис. 3.19). Падение nl начинается при прерывании тока (момент обрыва указан вертикальным штрихом) или даже не сколько раньше (рис. 3.18) и продолжа ется в течение всего времени снижения Рис. 3.19. Динамика nl тока в прерывателе. После этого наблю по ширине межэлектродного зазора.

дается резкое нарастание nl при любом положении луча в зазоре.

Перераспределение nl в зазоре при td 4.5 µ s иллюстрирует рис. 3.20. Ло маная линия 1 соответствует значениям nl в момент включения генератора, ло маная 2 – через 700 нс после начала протекания тока. Ломаными 3, 4 показа Рис. 3.20. Распределение nl в зазоре.

ны максимум и минимум nl. Горизон тальными штриховыми линиями отмечен интервал изменения nl – радиальная неод нородность начального распределения порядка двойки. При протекании тока nl воз растает так, что через 700 нс её радиальное распределение почти выравнивается (ломаная 2). В дальнейшем вблизи анода происходит нарастание nl (ломаные 3, 4), причем прерывание тока на это не влияет. В прикатодной области минимум nl после обрыва оказывается не ниже величины nl для инжектированной плазмы (ломаная 4).

3.3.2. Обсуждение результатов.

Время совпадения кривых nl при протекании тока и при срабатывании только одних пушек, а также отношение максимума (nl )max к величине (nl ) pg для инжекти рованной плазмы зависят от положения луча в зазоре (рис. 3.19). На расстояниях от катода до 15 мм интервал совпадения 400600 нс, (nl ) max / (nl ) pg 23. Вблизи анода nl начинает нарастать раньше, чем в остальном промежутке. В результате время сов падения кривых сокращается до 250350 нс, а (nl ) max / (nl ) pg возрастает до 47.

Этот рост nl обусловлен радиальным перераспределением плазмы.

Вместе с тем в экспериментах ГИТ–8 радиальное расталкивание никак не отра зилось на линейной плотности в основной части зазора. Более того, к концу стадии проводимости nl возрастает в 23 раза, что на других установках ранее не наблюда лось. На рис. 3.21 показан хорошо из вестный результат измерений nl на ге нераторе HAWK [144], где в отличие от обсуждаемых экспериментов плазма ин жектировалась радиально. Длина пере мычки, создаваемой поверхностным ис точником плазмы, равнялась 8 см. При протекании тока кривая nl в течение Рис. 3.21. Выстрел HAWK [144].

450 нс совпадает с кривой для инжек тированной плазмы. После этого происходит не повышение nl, как на рис. 3.18, а на против, некоторое снижение. В результате к моменту прерывания тока nl вдвое меньше той, которую обеспечивает инжектор. Перед появлением тока в нагрузке nl резко спадает до уровня разрешения интерферометрической методики.

Снижение nl вдвое в стадии проводимости прерывателя [144] обусловлено, воз можно, радиальным расталкиванием плазмы. Повышение же nl в 23 раза при всех положениях луча внутри зазора прерывателя ГИТ–8 не объясняется радиальным пе рераспределением. Причина заключается в дополнительной ионизации плазмы при протекании тока. При этом массовая плотность плазмы сохраняется, а повышение концентрации электронов отражается в показаниях интерферометра, поскольку имен но рассеяние на электронах дает вклад в набег фазы лазерного луча. Это гипотеза позднее проверена в отдельно поставленных экспериментах [167]. Оказалось, что протекание тока стимулирует дополнительную ионизацию плазмы, создаваемой ка бельными пушками. Аксиальное зондирование фиксирует, таким образом, не только динамику перераспределения концентрации, но и последствия происходящих в плаз ме процессов в течение всей стадии проводимости.

Дополнительная ионизация является эффективным каналом потерь энергии, ог раничивающим нагрев электронов. Диссипация на сопротивлении (2.21) повышает температуру электронов Te (t ) = sh1 ( sh 1) f ( k ) B 2 (t ) /12 n. Для параметров выстрела на рис. 3.18 ( tc 1.1 µ s, I c 3 MA, n 3 1015 см-3 (п. 3.4)) при k = 1 электроны к концу стадии проводимости нагрелись бы до 0.6 кэВ. При энергетической цене элек трона 100 эВ [168] дополнительная ионизация начинается через 450 нс после нача ла протекания тока, что коррелирует с экспериментом. Снижение нагрева из-за уменьшения f ( k ) по мере разгона магнитного поршня компенсируется, вероятно, по вышением электронной температуры за счет сжатия плазмы. В результате затрат энергии на ионизацию электронная температура при окончании сгребания 100 эВ.

Достоверность этого вывода непосредственно подтверждают спектроскопические из мерения Te [80]. Хотя они выполнены при меньшем на порядок токе в прерывателе (рис. 3.23), однако нагрев электронов происходит примерно одинаково, так как Te (t ) B 2 (t ) / n, а значит при меньшем токе в менее плотной перемычке темп нагрева по порядку величины такой же, как в более плотной перемычке с большим током.

Из продольных измерений nl невозможно определить, каковы l и n по отдель ности. Действительно, при идеальном сгребании линейная плотность вообще не должна меняться, поскольку масса плазмы сохраняется. Постоянство nl означает, что сокращение l должно сопровождаться соответствующим повышением концентрации.

Радиальное расталкивание плазмы понижает, разумеется, линейную плотность, но весьма незначительно: на рис. 3.21 снижение nl не превышает двойки.

Прямая оценка n следует из резуль татов поперечного зондирования пере мычки [33]. На расстоянии 6.5 мм от ка тода лазерный луч проходит в плазме см (рис. 1.13). Измеренные значения nl без протекания тока в прерывателе соот ветствуют концентрации (25)1015 см-3.

Длительность стадии проводимости Рис. 3.22. Динамика nl.

n1/ 4, что согласуется со скейлингом (2.8). Поперечное сканирование дает такую же форму кривой nl (рис. 3.22), как и продольное (рис. 3.18). Однако трактовка кривой совершенно иная, поскольку ход луча в плазме фиксирован. Здесь повышение nl с последующим спадом обусловлено прохождением через линию зондирования сжатой ударной волной плазмы (такая же картина фиксировалась в [169], но интерпретировалась она почему-то с позиций ЭМГ). Для уровня, с которого начинается повышение nl, длительность пика линей ной плотности t 200 нс. При токе в прерывателе 1 МА скорость поршня см/ µ s в углеродной плазме с ne 31015 см-3. Ширина области сжатой плазмы, таким образом, 4 см.

Аналогичная динамика nl (рис.

3.23) наблюдалась в экспериментах [80].

Ток в прерывателе за 400 нс нарастает до 150 кА, магнитное поле до 10 кГс.

Зондирующий луч проходит через плаз му в центре межэлектродного зазора на расстоянии 37 мм от начала перемычки.

Фронт сжатой плазмы выходит в плос Рис. 3.23. Динамика концентрации и кость сканирования через 150 нс после магнитного поля в прерывателе [80].

начала протекания тока в прерывателе с ne 41014 см-3. Скорость поршня в этот момент времени 10 см/ µ s. Длительность пика концентрации t 100 нс. Следовательно, ширина токового канала 10 мм. По сле прохождения волны концентрация снижается до 1.51014 см-3.

Выявленная в экспериментах на различных установках динамика плотности под тверждается численным моделированием стадии проводимости. На рис. 3.24 показана эволюция поля B, концентрации n и температуры плазмы T в коаксиальном прерывателе с водородной перемычкой [95]. Профили рассчитаны для момента времени, при котором поршень вблизи катода выходит в плоскость, удаленную на 5 см от начала перемычки. До этого момента n, T совпадают с начальными Рис. 3.24. Расчет прерывателя [95].

значениями. Прохождение поршня по вышает как n, так и T примерно вдвое. Плотность остающейся за поршнем плазмы на порядок меньше начальной.

3.4. Определение параметров перемычки.

Эксперименты ГИТ–8, ГИТ–12 подтверждают, что в динамике перемычки доми нирует сгребание. Прежде всего это проявляется в том, что тенденции изменения тока и протекающего заряда соответствуют скейлингам (2.8), (2.9). Кроме того, интерфе рометрия перемычки выявляет повышение плотности плазмы в токовом канале. Далее рассчитаем плотность и массу перемычки в аксиальных прерывателях ГИТ–4, в кото рых плазма инжектировалась 32 пушками в коаксиал с радиусами ra = 100 мм, rc = 51;

60;

80 мм (рис. 4.18). Расстояние от вершины катодной полусферы до плоскости инжекции равнялось 59(89) мм. Для сравнения приведем также данные ГИТ–8 с ин жекцией плазмы в коаксиал 370/320 мм (инжектор из 64 пушек, min = 39 мм).

Ток проводимости прерывателей в зависимости от длины перемычки l по казан на рис. 3.25 (значения тока связаны с временем проводимости строго линейным соотношением I c = Itc ). Длина перемычки вычислена для v d = 2 см/ µ s.

Такое определение l весьма условно, Рис. 3.25. Зависимости I c (l ).

поскольку аксиальный разлет более протяженный из-за наличия водорода. Однако учет действительного размера пере мычки l0 не меняет функциональной зависимости скейлинга I c l 1/ 2, так как попра вочный коэффициент для I c зависит только от отношения l / l0 (п. 2.4.1). Это под тверждается близостью данных рис. 3.25 к кривым I c l 1/ 2.

Для линейно нарастающего тока средняя скорость поршня u = lI / I c. При удли нении перемычки u должна возрастать l 1/ 2. В действительности рост скорости происходит несколько иначе: u = u0 + l 1/ 2 (рис. 3.26a). Скорость u0 приобретается при прохождении низкоплотной части перемычки (п. 2.4.1). Для различных rc кривые u = u0 + l 1/ 2 на рис. 3.26а отличаются только величиной u0, для всех трех кривых ко 0.25.

эффициент Зависимости скорости поршня от магнитного поля на катоде апроксимируются прямыми u = u0 + B с теми же значениями u (рис. 3.26b).

Для сравнения прерывателей с отличающимися радиальными размерами скейлинг тока проводимости целесообразнее использовать в форме I c = (6 c 2 / g )1/ 4 ( Ircl )1/ 2, где g = [ln( ra / rc )]/[( ra / rc )2 1]. В измерениях интерферометром получено, что при td 4.5 µ s величина nl 3.51016 см- Рис. 3.26. Зависимости u(l ) (а), u( B ) (b).

(рис. 3.15). Вычисление nl из скейлинга Z =1 2, тока дает совпадение с экспериментом в диапазоне параметров v d = (2.2 4.4) см/ µ s, n = (3.6 1.8) 1015 см-3.

В таблице 3.1 приведены значения концентрации и приращения массы перемыч ки в единицу времени (величина M = (ra2 rc2 )vd mn / Z для дважды ионизованной угле i родной плазмы указана в скобках), вычисленные для тока проводимости при td µ s. Изменение радиальных размеров прерывателя слабо отражается на величине n 31015 см-3. Для инжекторов плазмы ГИТ–4, ГИТ–8 азимутальный интервал уста новки пушек одинаков, поэтому не меняется и величина n. Увеличение M на ГИТ– связано с двойным увеличением количества пушек в инжекторе. Для прерывателей с отличающимися радиальными размерами масса перемычки M = ( ra2 rc2 )lnmi / Z со храняется при неизменной l. Поэтому перерасчет n из одной конфигурации в другую Таблица 3.1. Параметры перемычки: n, 1015 см-3;

M, µ g / µ s.

, мм Коаксиал min = 39 мм ra, мм rc, мм 59 60 – 3.3(13.3) 2.8(11.3) 80 – 4.1(9.3) 2.8(6.4) 185 160 3.3(18.0) – – дает совпадение с данными таблицы 3.1 в пределах 10 %. Учет сепарации ионов при создании перемычки снижает величину n на 30 %.

Практическую пользу вычислений n, M выявляет оценка тока проводимости радиального прерывателя. Инжектор из 64 пушек на диаметре 500 мм за 6 µ s созда ет перемычку с массой 100 µ g. Для угла разлета 90 средняя концентрация угле родной плазмы 8·1015 см-3 в коаксиале 380/320 мм. Концентрация у катода 1.5· см-3, допуская уменьшение её на порядок при удалении от инжектора. При этом рас четный ток проводимости 3 МА близок к экспериментальному 2.5 МА (рис. 3.11а).

3.5. Сопротивление токового канала.

Для оценки сопротивления токового канала обратимся к экспериментам с ради альным прерывателем, в котором плазма инжектировалась в однородный коаксиал с диаметром катода 76 мм (рис. 3.27). На чальная локализация перемычки показана на рис. 3.27 слева, справа условно показана деформация обращенной к накопителю гра ницы после сгребания плазмы. Начальная длина перемычки на катоде 13 см.

Ток прерывателя за 800 нс нарастает до 1.2 МА, напряжение при обрыве тока достигает 2 МВ (рис. 3.28). Окончание стадии проводимости происходит в момент смены полярности I s (t ). В течение практи Рис. 3.27. Радиальный прерыватель. чески всей стадии проводимости падение напряжения на прерывателе U s (t ) мало. Об этом же свидетельствует сравнение тока в прерывателе I s (t ) с кривыми тока коротко го замыкания I1 (t ) и I 2 (t ), рассчитанными для вакуумной индуктивности, соответст Рис. 3.28. Выстрел ГИТ–4.

вующей границам начального положения перемычки. В результате сгребания ток I s (t ) отклоняется от кривой I1 (t ), приближа ясь к I 2 (t ), что свидетельствует о незначительности омической диссипации.

Вместе с тем за 100 нс до окончании стадии проводимости U s (t ) возрастает до 400 кВ независимо от величины I c. Индуктивная часть падения U L (tc ) = 3c 2 Lsw (tc ) I, где Lsw (t ) дается формулой (2.11), не превышает 70 кВ. Остальное падение обуслов лено повышением сопротивления токового канала (рис. 3.29). Это связано с сокраще нием ширины канала до размера, при ко тором происходит прерывание тока (п.

2.6.1). Для выстрела на рис. 3.28 канал шириной (tc ) 1.8 см сокращается до ls 0.8 см ( n 21015 см-3) за 125 нс, что более чем удовлетворительно коррели рует с временем нарастания напряжения.

Сопротивление Rs 0.4 Ом при межэ Рис. 3.29. Данные Rs ( I c ).

лектродном зазоре 10 см соответст вует коэффициенту электропроводности eff Rs1 / 2 rcls 1 (Ом·см)-1. Такую же величину дает формула b (t ) = c 2 / 2 ( sh 1) H ( )a 2t 3 (п. 2.4.5) при tc = 0.8 µ s, a =6·107 см2/ µ s, H ( ) = 0.5.

Факт нарастания сопротивления подтверждается экспериментами, в кото рых ток в низкоиндуктивной нагрузке появляется ещё до окончания стадии проводимости. На рис. 3.30а показан вы стрел с прерывателем с поверхностным инжектором плазмы (п. 4.5). Напряжение к моменту прерывания тока достигает 300 кВ. При этом индуктивное падение не превышает 100 кВ. Сопротивление Рис. 3.30. Выстрелы ГИТ–4 (а), ГИТ–12 (b). канала повышается, таким образом, до 200 мОм, обеспечивая переключение 300 кА в нагрузку 70 нГн. В этом выстреле (tc ) 3.4 см, ls 1 см ( n 7·1014 см-3). Токовый канал сокращается до размера ls за 150 нс. Переключение в нагрузку 70 нГн за 50 нс до обрыва тока в радиальном прерывателе ГИТ–12 ( rc = 160 мм) иллюстрирует рис. 3.30b. К моменту изменения полярности сигнала I g (t ) скорость нарастания тока в нагрузке достигает 2 кА/нс.

Повышение сопротивления при окончании сгребания плазмы происходит также в других динамических системах. В плазменном фокусе, например, одним только ин дуктивным падением невозможно объяснить нарастание сопротивления канала до 100 мОм [170].

ВЫВОДЫ 1. Плазменные прерыватели обеспечивают протекание микросекундных импуль сов тока с амплитудой до 5 МА. Анализ экспериментов однозначно указывает, что в таких прерывателях независимо от направления инжекции плазмы выполняется скей линг тока проводимости, определяемый сгребанием плазмы давлением магнитного поля протекающего в прерывателе тока. Выполнение скейлинга означает, что дли тельность стадии проводимости ограничивается временем прохождения магнитного поршня через перемычку. В аксиальном прерывателе возрастанию поля до 30 кГс сопутствует увеличение скорости поршня до 15 см/ µ s. При одной и той же массе перемычки смена направления инжекции плазмы повышает ток проводимости акси ального прерывателя по сравнению с радиальным.

2. Продольная интерферометрия динамики перемычки обнаруживает дополни тельную ионизацию и радиальное расталкивание инжектированной плазмы. В тече ние стадии проводимости концентрация электронов возрастает в 23 раза, радиаль ное перераспределение повышает концентрацию вблизи анода в 47 раз. Попереч ное сканирование подтверждает, что в динамике плазмы доминирует сгребание. Дан ные интерферометрии дают согласующуюся со скейлингом тока оценку концентра ции перемычки.

3. В течение основной части стадии проводимости сгребание плазмы происходит c незначительной омической диссипацией. При окончании стадии проводимости со кращение ширины токового канала до размера, при котором происходит обрыв тока, повышает сопротивление прерывателя до 100 мОм в течение 100 нс.

ГЛАВА IV. СТАДИЯ ОТКРЫВАНИЯ ПРЕРЫВАТЕЛЕЙ В третьей главе доказано, что динамика плазмы сводится к сгребанию давлением магнитного поля. Ток проводимости дается скейлингом, соответствующим аккумули рованию плазмы магнитным поршнем. Поскольку скейлинг малочувствителен к дета лям распределения плазмы в перемычке, то он дает оценку тока проводимости для некой средней плотности, а также верно прогнозирует тенденции при варьировании скорости нарастания тока и геометрических размеров прерывателя.

Перспективность технологии создания мощных генераторов с прерыванием тока определяется все же стадией открывания, а не проводимости. От характеристик пре рывателя при обрыве тока зависит эффективность вывода энергии из накопителя. Вы явление реальных возможностей прерывателя особенно важно при проектировании мегаджоульных установок. Отсутствие веской аргументации целесообразности при менения прерывателей заканчивается тем, что получаемые результаты не оправдыва ют ожиданий. В итоге требуются дополнительные затраты средств и усилий на де монтаж дорогостоящих и громоздких первичных емкостных накопителей или пере профилирование и модернизацию установок.

Отсутствие общепринятой точки зрения относительно реальных возможностей технологии отчасти объясняется тем, что систематизацию и обобщение эксперимен тальных результатов сильно затрудняет зависимость характеристик прерывателя от конкретных условий эксперимента на разных установках. В отличие от стадии прово димости установление однозначного скейлинга напряжения при прерывании тока представляет собой гораздо более трудоемкую задачу. Если скейлинг тока зависит только от четырех легко контролируемых параметров (плотность и длина перемычки, радиус катода и скорость нарастания тока), то функциональные зависимости скейлин га напряжения значительно запутаннее. Помимо возрастающего числа трудноучиты ваемых факторов установление скейлинга осложняется низкой воспроизводимостью результатов. В экспериментах параметры токового канала и его пространственная ло кализация при окончании стадии проводимости никак не контролируются, что прояв ляется в заметной дисперсии значений пикового напряжения.

Эрозионный механизм прерывания тока применительно к условиям микросе кундных мегаамперных прерывателей (п. 2.5) дает скейлинг, согласно которому на пряжение пропорционально скорости поршня при окончании стадии проводимости.

Наряду с этим скейлинг содержит пару понижающих факторов, обусловленных дви жением поршня и отражающих условия, создаваемые на конце перемычки перед пре рыванием тока. Первый из них учитывает вероятное повышение концентрации на конце перемычки после сгребания. Второй связан с отличием скорости сокращения ширины канала от скорости поршня. Действие факторов сильно вуалирует основные функциональные тенденции скейлинга. Ниже рассмотрены закономерности стадии открывания прерывателей с позиций соответствия скейлинга экспериментальным ре зультатам установок ГИТ [163]. Приведены также результаты экспериментов, на правленных на определение возможностей прерывателя для вывода энергии в ту или иную нагрузку.

4.1. Закономерности стадии открывания.

Данные экспериментов ГИТ–8 с аксиальным прерывателем (рис. 3.1) приведены на рис. 4.1. Они получены для нагрузок, образованных коаксиалами 90/40 мм (рис.

мм 4.1а), 90/60 (рис. 4.1b).

Индуктивность от плоскости инжекции плазмы до торца нагрузки 3040 нГн.

При выходном напряжении емкостного накопителя кВ увеличение td до 10 µ s повышает ток проводимости до 3 МА. Однако уже при td 6 µ s повышение тока в нагрузке ограничивается уровнем менее 2 МА.

Ток 3 МА получается при увеличении выходного напряжения емкостного накопителя до 660 кВ, при этом ток в прерывателе 4.5 МА ( td 8 µ s ).

Рис. 4.1. Ток в прерывателе и нагрузке в зависимости от td (а), U ch (b).

Согласно скейлингу U s lI / I c, в котором I c дается (2.8), удлинение перемычки или увеличение скорости нарастания тока повышает напряжение l 1/ 2 или I 1/ 2. При этом следует ожидать увеличения t тока в нагрузке I l (t ) U s (t )dt. Это подтверждает корреляция значений тока с кри tc выми I l td 2 при td менее 6 µ s (рис. 4.1а;

l td ), I l U ch 2 (рис. 4.1b;

I U ch ).

1/ 1/ Обратимся к экспериментам ГИТ–12 с радиальными прерывателями, для кото рых узел нагрузки показан на рис. 3.7. При использовании одного ряда пушек, наибо лее удаленного от нагрузки, суммарная индуктивность передающего тракта 70 нГн (с учетом части коаксиала 380/320 мм). Для катода диаметром 220 мм нагрузка обра зуется однородным коаксиалом 380/220 мм вне зоны инжекции плазмы. В зависимо сти от вариантов подключения пушек индуктивность нагрузки 3070 нГн.

Повышение тока проводимости за счет увеличения плотности перемычки достигается либо установкой большего числа пушек N в инжекторе, либо уве личением td. Любой из этих способов снижает напряжение при обрыве тока (во избежание недоразумений поясним, что в дальнейшем подразумевается пиковая величина напряжения). Так, при увели чении N напряжение снижается не мед леннее, чем U s N 1/ 4 для всех значений rc, td (рис. 4.2). При этом скорость на Рис. 4.2. Данные U s ( N ).

растания сопротивления понижается с 16 ( N = 16) до 5 мОм/нс ( N = 64) для rc = 110 мм и с 6 ( N = 16) до 2 мОм/нс rc = 160 мм. Поскольку ( N = 64) для I c N 1/ 4 (рис. 3.9), то более быстрый по сравнению с зависимостью U s N 1/ спад означает, что напряжение по мень Рис. 4.3. Данные U s ( I c ). шей мере обратно пропорционально то ку. Это же происходит при повышении тока за счет увеличения td (рис. 4.3). Данные рис. 4.3 получены в выстрелах с одним рядом пушек ( N = 64). Экспериментальные точки для I c менее 2 МА коррелируют с кривой U s I c1. Дальнейшее наращивание I c ещё сильнее понижает величину напряжения U s I c2. При rc = 160 мм повышение I c с 1.7 до 2.8 МА снижает Rs с 6 до 2 мОм/нс;

при rc = 110 мм Rs снижается с 15 до 5 мОм/нс в диапазоне I c 1.42 МА.

Отметим, что при одном и том же токе в прерывателе уменьшение rc слабо ска зывается на величине U s (рис. 4.3). Это согласуется, казалось бы, со скейлингом U s lI / I c, в котором нет явной зависимости от rc. Вместе с тем уменьшению rc со путствует удлинение перемычки, что должно повышать U s. Однако наблюдаемый рост U s при уменьшении rc до 110 мм не вполне соответствует увеличению l.

Удлинение перемычки достигается также установкой одинакового количест ва пушек в нескольких последователь Рис. 4.4. Выстрел ГИТ–12.

ных рядах. На рис. 4.4 показан выстрел при l 18 см ( rc = 160 мм, N = 16). Ток за 700 нс нарастает до 2 МА. При преры вании тока к нагрузке Lx 70 нГн при кладывается напряжение с фронтом нс и амплитудой 850 кВ. Пик U s (t ) совпадает с максимумом кривой U cal (t ), рассчитанной для Rs 10 мОм/нс.

При увеличении l вместо ожидае мого повышения происходит снижение напряжения и сопротивления (рис. 4.5).

Провал значений U s при rc = 110 мм по сравнению с вариантом с rc = 160 мм обусловлен меньшей величиной нагруз Рис. 4.5. Данные U s (а), Rs (b) от l.

ки: 40 и 60 нГн соответственно. Повышение U s для нагрузки 55 нГн отображено на рис. 4.5а звездочкой. Вместе с тем уменьшение rc повышает сопротивление вдвое (рис. 4.5b). Это естественно, так как при выполнении условий U s Const, l Const сопротивление rc1/ 2 n 1/ 4. При этом увеличение td с 6 до 8 µ s не оказывает за метного влияния на снижение концентрации из-за уменьшения rc.

Снижение напряжения при удлинении перемычки отчасти объясняется повыше нием плотности из-за перекрытия потоков плазмы, инжектированных соседними ря дами пушек. При включении трех рядов, каждый из которых создает перемычку дли ной l I, плотность перемычки длиной l III возрастает 3l I / l III. Тогда, согласно скей лингу U s lI / I c, следует ожидать рост U s 31/ 4 (l III / l I )3 / 4 на 30(10) % для преры вателей с диаметром катода 320(220) мм. Вместо этого удлинение перемычки снижает напряжение на 35 %.

Основная причина понижения U s – повышение плотности на конце перемычки после сгребания. Однако для однородной перемычки степень компрессии плазмы не зависит от l, поскольку ширина токового канала (tc ) l (п. 2.4.3). Вместе с тем (tc ) обычно больше необходимой для протекания биполярного тока величины ls. В прерывателе с rc = 160 мм при удлинении перемычки с 18 до 38 см (tc ) возрастает с 2.5 до 5.3 см, тогда как ls 12 см. Сокращение (tc ) до размера ls сопровождает ся аксиальным смещением перемычки при сопутствующем дополнительном сжатии плазмы (п. 2.6.1). Наблюдаемое снижение U s, Rs (рис. 4.5) объясняется компрессией плазмы порядка двойки. Повышение плотности ответственно и за снижение Rs с до 3 мОм/нс при удлинении перемычки.

Повышение U s при удлинении пе ремычки возможно, например, при одно временном понижении концентрации плазмы. На рис. 4.6 приведены результа Рис. 4.6. Выстрелы ГИТ–12.

ты двух выстрелов: в первом 32 пушки установлены в один ряд, во втором – в два ряда по 16 штук в каждом ( rc = 160 мм).

Выстрелы сделаны при одной и той же td, поэтому масса инжектированной плазмы для них одинакова. Это условие записывается в виде ln Const. Из него следует, что концентрация во втором выстреле меньше, чем в первом. Напротив, протекающий в стадии проводимости заряд больше во втором выстреле. Так как Q ln1/ 2, то из соот ношений Q2 / Q1 1.25, ln Const следует l2 / l1 1.6, что соответствует расчету по геометрии перемычки. Для удлиненной перемычки скейлинг U s lI / I c предсказыва ет полуторократное повышение напряжения. Это не противоречит эксперименту: во втором выстреле U s возрастает на 35 %. Скорость нарастания сопротивления в пер вом выстреле 3 мОм/нс, во втором 5 мОм/нс.

Повысить U s можно, казалось бы, также созданием перемычки со спадающей в направлении нагрузки плотностью. Модель [164] прогнозирует более резкий обрыв тока при выходе токового канала в область разреженной плазмы. Эта возможность улучшения обострения импульса проверялась на ГИТ–12. В базовом варианте плазма инжектировалась 64 пушками в одном ряду. Область разреженной плазмы создава лась подключением одного либо двух рядов по 16 пушек в каждом. Результаты вы стрелов сведены в таблице 4.1. Вариант I – базовый с комбинацией пушек (64+0+0). В варианте II дополнительно включались пушки второго либо третьего ряда. В III вари анте использовались все три ряда пушек (64+16+16). Вместе с током проводимости I c и протекающим зарядом Q в таблице приведены значения скорости нарастания со противления Rs, напряжения U s, мощности импульса в нагрузке Pl.

Таблица 4.1а. Данные для прерывателя с rc = 160 мм.

td = 4 µ s I c, МА U s, МВ Pl, ТВт Q, Кл R, мОм/нс s 2.1 0.9 4 0.6 0. I (64+0+0) 2.1 0.9 5 0.6 0. II (64+16+0) 2.6 1.3 4 0.6 0. 2.6 1.3 3 0.5 0. III (64+16+16) 2.7 1.4 3 0.6 0. td = 6 µ s 2.9 1.8 3 0.6 0. I (64+0+0) 3.0 2.0 3 0.6 0. 3.0 2.2 3 0.6 0. II (64+16+0) 3.0 2.0 3 0.6 0. III (64+16+16) 3.3 2.7 3 0.7 0. Таблица 4.1b. Данные для прерывателя с rc = 110 мм.

td = 6 µ s I c, МА U s, МВ Pl, ТВт Q, Кл R, мОм/нс s 1.65 0.7 16 1.0 0. I (64+0+0) 1.65 0.7 3.5 0.4 0. 1.7 0.8 3 0.4 0. II (64+0+16) 1.7 0.8 5 0.45 0. 1.7 0.8 5 0.4 0. III (64+16+16) 1.8 0.8 4 0.4 0. td = 8 µ s 2.0 1.1 5 0.6 0. I (64+0+0) 2.1 1.2 5 0.4 0. 2.2 1.5 2 0.4 0. II (64+0+16) 2.2 1.6 2 0.3 0. 2.2 1.5 2 0.4 0. III (64+16+16) 2.1 1.4 2 0.4 0. Включение дополнительных рядов несколько повышает значения I c и Q. Одна ко выход токового канала в разреженную область перемычки не улучшает обострение импульса, поскольку Rs, U s, Pl по меньшей мере не возрастают. Наиболее вероятная причина этого заключается в повышении концентрации на конце перемычки после сгребания, что затрудняет прерывание тока. Предварительное формирование области разреженной плазмы оказывается, таким образом, бесполезным.

В целом эксперименты на установках ГИТ продемонстрировали возможность применения плазменных прерывателей с микросекундным временем проводимости для вывода в нагрузку 30 нГн импульсов тока 3.5 МА с временем нарастания нс. Однако повышение тока проводимости сопровождается снижением эффективно сти обострения импульса. Для тока 1.5 МА скорость нарастания сопротивления Rs не превышает 1015 мОм/нс. Наращивание тока любым способом ухудшает преры вание и снижает Rs до единиц мОм/нс.

4.2. Экспериментальное установление скейлинга напряжения.

Из анализа п. 4.1 следует, что результаты большей части экспериментов ГИТ– не противоречат скейлингам U s lI / I c или даже U s (lI / I c ) 2 при наращивании тока в прерывателе свыше 2 МА. Последнее, однако, вовсе не представляет никакого ин тереса, поскольку отсутствует повышение прикладываемого к нагрузке напряжения.

Помимо этого, отдельные факты не находят объяснения без привлечения дополни тельных аргументов. Так, например, зависимость U s (l ) на рис 4.5 не согласуется с любым скейлингом. Причина заключается в повышении плотности на конце пере мычки после сгребания. Другой обсуждаемый в ряде работ [171, 172] фактор – нега тивное влияние ионного тока на открывание прерывателя (при удлинении перемычки ток ионов возрастает, что может понизить сопротивление прерывателя). Более суще ственно, однако, то, что напряжение зависит от индуктивности нагрузки. В радиаль ных прерывателях ГИТ–12 удлинение перемычки одновременно укорачивает тракт нагрузки. Поскольку индуктивность нагрузки мала, то её дополнительное уменьше ние заметно снижает напряжение. Поэтому более корректно установление скейлинга в экспериментах ГИТ–4 с разомкнутым катодом или с достаточно большой индук тивной нагрузкой. Исключение влияния отвода тока в нагрузку на снижение тока в прерывателе адекватнее условиям получения скейлинга в п. 2.5.3.

В экспериментах с распараллеливанием тока по идентичным модулям сопротивление (п. 5.2) прерывателя обратно пропорционально протекающему в стадии проводимости заряду (рис. 4.7) [37]. Данные рис. 4. Рис. 4.7. Сопротивление прерывателя в представляют сопротивление отдельного зависимости от протекающего заряда.

модуля, нормированное на протекающий заряд. Для всех комбинаций включения модулей экспериментальные точки ( Q / N ) 2.

близки к кривой Отсюда Rs Q 1, следовательно U s (l ) I / I c, где (l ) – функция от длины перемычки.

В экспериментах с аксиальным прерывателем (плазма инжектировалась в коаксиал 200/120 мм встречно подводу Рис. 4.8. Пик и длительность U s на энергии) сопротивление Rs 1.6 Ом не полувысоте в зависимости от I c.

зависит от тока проводимости, так как U s I c (рис. 4.8;

для всех выстрелов Rs мОм/нс). Из сопоставления двух экспериментальных зависимостей следует, что с уче том скейлинга (2.8) (l ) I c2 l. Для пика напряжения выполняется, таким образом, скейлинг U s = klI / I c, где k = ( 0.10 ± 22% ) [(MB МА) / (см кА / нс)] – численный ко эффициент для данных рис. 4.8 при скорости разлета плазмы 2 см/ µ s.

Основные функциональные зависи мости экспериментально установленного скейлинга полностью совпадают с (2.33а). Они подтверждаются также экс периментами ГИТ–4 по выводу энергии в нагрузку 200 нГн (рис. 4.9). Плазма инжектировалась в аксиальном направ лении коаксиала с диаметром анода мм и катода 120(160) мм. Аналогично данным рис. 4.8 напряжение пропорцио нально току проводимости. При токе 1.2 МА мощность импульса в нагрузке повышается с 0.25 до 0.4 ТВт при Рис. 4.9. Зависимости U s (а), Pl (b) от I c.

уменьшении rc с 80 до 60 мм. На сину соидальном участке нарастания тока в прерывателе наблюдается резкое снижение на пряжения и мощности, условно показанное стрелками на рис. 4.9. Обусловлено это тем, что для достижения необходимого тока при уменьшении скорости его нараста ния I требуется повышение плотности плазмы I 2.

В скейлинг U s lI / I c зависимость от rc входит опосредованно через ток прово димости. Так как I c ( Ircl )1/ 2 n1/ 4, то напряжение U s lI / I c I c / rc n1/ 2. Отсюда следу ет, что уменьшение rc повышает напряжение. Это подтверждается сопоставлением данных рис. 4.9 при фиксированном токе. Повышение U s происходит за счет умень шения rc, так как в аксиальном прерывателе изменение концентрации при варьирова нии rc незначительно (п. 3.4). Отношение угловых коэффициентов трендовых прямых U s ( I c ) близко к отношению радиусов. Таким образом, скейлинг напряжения верно прогнозирует зависимость от rc, несмотря на её отсутствие в явном виде. Непосредст венную зависимость от rc содержит, например, скейлинг U s rc0.45 [173], однако для данных рис. 4.9 последний предсказывает повышение напряжения только на 15 % вместо наблюдаемых 30 %.

Данные и трендовые линии на рис.

4.9 демонстрируют влияние rc в одно родной части коаксиала. В специально поставленных экспериментах выявлено, что напряжение не зависит от rc ( l ) в мес те подсоединения нагрузки (рис. 4.10).

При одном и том же токе в прерывателе 1.1 МА уменьшение rc ( l ) с 26 до 15 мм Рис. 4.10. Напряжение на прерывателе.

rc ( l ) = 15 (1), 20 (2), 26 (3) мм. никак не отразилось на возникающем напряжении. Этот факт и данные рис. 4. косвенно указывают на то, что прерывание тока происходит сразу же, как только то ковый канал выходит за пределы однородной части катода. При этом разрежение плазмы из-за увеличения межэлектродного зазора в области катодной полусферы способствует обрыву тока. Падение плотности отчасти нивелирует негативное влия ние компрессии плазмы на прерывание тока.

Обратно пропорциональная зависи мость Rs (Q ) выполняется также для ра диального прерывателя. На рис. 4. приведено сопротивление прерывателя, геометрия которого показана на рис.

3.27. Данные эксперимента согласуются с кривой Rs [Ом] Q 1[Кл], рассчитанной по модели п. 2.5.3. Это соответствие сви Рис. 4.11. Данные эксперимента ( + ) детельствует в пользу эрозионного меха и расчетная кривая Rs (Q ).

низма открывания. В полученный зави симости равный единице численный коэффициент в полтора раза больше предсказы ваемого скейлингом U s = klI / I c при l 13 см. Такое отличие объясняется некоторой неопределенностью в величине l, а также в степени однородности распределения плотности. Эти факторы обусловлены различными способами создания перемычки и отражаются на величине коэффициента k, однако не меняют функциональных зави симостей скейлинга, а потому не принципиальны.

Таким образом, напряжение на прерывателе линейно зависит от произведения длины перемычки на скорость нарастания тока и обратно пропорционально току про водимости I c. Сопротивление аксиального прерывателя не зависит от величины I c, тогда как в радиальном прерывателе повышение I c снижает сопротивление при от крывании. Экспериментальные данные подтверждают скейлинг напряжения для эро зионного механизма прерывания тока.

4.3. Динамика протекания тока в нагрузке.

Априори труднопрогнозируемой особенностью открывания является запаздыва ние появления тока в индуктивной нагрузке относительно момента обрыва тока. На рис. 4.12 приведены результаты двух выстрелов ( rc = 160 мм). Вместе с осциллограм мами тока в генераторе I g (t ) и нагрузке I l (t ) показаны расчетные кривые тока в пре t U (t)dt рывателе I s (t ) = I g (t ) I l (t ), тока I lcal (t ) = L (п. 1.2.2) для Lx 70 нГн в x s tc Lx первом выстреле и нГн во втором, а также разности токов I eg (t ) = I g (t ) I lcal (t ), I ef (t ) = I lcal (t ) I l (t ).

Здесь и далее токи I lcal (t ), I eg (t ), I ef (t ) вычислены до момента времени, при котором начинается спад L(t ).

Увеличение td дает приращение тока проводимости на 400 кА, однако увели чения тока I l (t ) не происходит. Вместо этого наблюдается рост запаздывания I l (t ) относительно I lcal (t ), в результате чего I ef (t ) через 100 нс после начала Рис. 4.12. Выстрелы с аксиальным прерывателем при td = 4 (а), 5.5 (b) µ s.

переключения достигает 600 кА. Вместе с тем ток I lcal (t ) приближается к I g (t ) и некоторое время продолжает нарастать вме сте с ним. Таким образом I eg (t ), в отличие от I s (t ), устремляется к нулю, свидетель ствуя о полном выводе тока из эрозионного зазора. Формирование зазора обеспечива ет нарастание сопротивления со скоростью 15 (рис. 4.12а) и 10 мОм/нс (рис. 4.12b).

Ухудшение открывания во втором выстреле снизило амплитуду U s (t ) по сравнению с первым. Выводимый из зазора ток протекает в виде электронного потока в переход ной к нагрузке области разреженной плазмы. Это понижает индуктивность нагрузки до величины Lx.

Физические причины появления плазмы за пределами первоначальной локали зации перемычки рассмотрены в п. 2.6. Помимо них редкая плазма в тракте нагрузки может оказаться в результате переотражения на электродах прерывателя ещё в тече ние предварительной инжекции. При этом пространственное распределение плазмы зависит от конкретного исполнения переходной области. Для показанной на рис. 3. геометрии прерывателя одним из оказывающих влияние факторов является величина минимального зазора min в области катодной полусферы. Увеличение min с 23 до 39 мм не влияет на величину тока проводимости (рис. 3.3), однако повышает ампли туду I l (t ) на 10 %. Другой важный фактор – степень прозрачности системы крепле ния анода тракта нагрузки в виде набора радиальных ребер. При закрытых пазухах системы плазма сосредоточена в ограниченной области, не имея возможности выйти за пределы межэлектродного зазора, что затрудняет вывод энергии.

В экспериментах ГИТ–8 детальная динамика протекания тока в коаксиале на грузки 60/40 мм изучалась датчиками, местоположение которых указано на рис. 3.1.

Датчики анодного тока I a1, I a 2 изготовлены из нержавеющей стали;

датчик I k и сам катод – из меди. В каждом выстреле использовался только один датчик I k с изменяе мым положением вдоль электрода: он устанавливался в плоскостях датчиков I a1 либо I a 2. В отличие от А1, А2 датчики I a1, I a 2, I k расположены по другую от инжектора плазмы сторону. В стадии проводимости сигналы с них отсутствуют. Это означает, что никакого протекания тока в зоне их установки нет и быть не может. Однако при открывании регистрируемая динамика протекания тока схожа с той, которая фикси ровалась А1, А2 в стадии проводимости. Этот факт указывает на наличие разрежен ной плазмы в тракте нагрузки.

На рис. 4.13 показаны сигналы I k, I l вместе с токами I k (t ), I l (t ) (U ch = µ s ).

td = 3.510 кВ, Датчик Ik установлен напротив I a 2 на расстоянии 50 мм от I l. При td = 3.5 µ s ток I k (t ) практически совпадает с I l (t ). При увеличении наблюдается отличие td формы и запаздывание I l (t ) относитель но I k (t ). Амплитуда I k (t ) при td 10 µ s заметно меньше I l (t ). При установке датчика I k напротив I a1 наблюдается ещё большое запаздывание I l (t ) относительно I k (t ), что следует из сравнения осциллограмм на рис. 4.13 и Рис. 4.13. Измерение тока вдоль катода.

4.14.

В измерениях протекания тока анодными датчиками сигнал I a 2 появля ется одновременно с I l при всех td (рис.

4.15). При этом амплитуды I a 2 (t ), I l (t ) Рис. 4.14. Измерение тока вдоль катода. практически совпадают. Вместе с тем датчиком I a1 ток регистрируется только при задержке 4.4 µ s. При увеличении td до 6.5 µ s ток I a1 (t ) уже не совпадает с I l (t ), а при td 10 µ s полярность I a1 вообще меняется на противоположную.

Ещё сильнее запаздывание сигналов с датчиков проявилось при увеличении времени проводимости при тех же значениях td. На рис. 4.16 показан результат вы стрела, в котором время проводимости возросло вдвое по сравнению с выстрелом рис. 4.15b. Удлинение стадии проводимости получилось за счет снижения скорости нарастания тока из-за внесения в разрядный контур генератора демпфирующих рези сторов (п. 1.1). Сравнение выстрелов наглядно демонстрирует, что увеличение време ни проводимости заметно отражается в динамике протекания тока в нагрузке.

Это проявляется в явно выраженном за паздывании в последовательности появ ления сигналов I a1, I a 2, I l.

Вывод энергии в нагрузку происхо дит, таким образом, в условиях сущест вования переходной области разрежен ной плазмы. Даже при инжекции в про тивоположную сторону низкоплотная плазма оказывается в передающем трак те, препятствуя переключению тока. На личие плазмы подтверждают как полное шунтирование датчика I a1 при увеличе нии времени проводимости прерывателя, так и наблюдающееся запаздывание рас Рис. 4.15. Измерение тока вдоль анода.

пространения тока в нагрузке. Так, на пример, при уровне 400 кА ток I a 2 (t ) запаздывает относительно I a1 (t ) на нс (рис. 4.16). Для расстояния между датчиками 10 см это соответствует Рис. 4.16. Измерение тока вдоль анода.

скорости проникновения тока в тракт нагрузки 0.25 см/нс. При этом для протекания тока с плотностью на аноде 2 кА/см необходима концентрация плазмы n = j / evTe 1013 см-3 при Te 100 эВ (п. 3.3). Эта ве личина на два порядка меньше концентрации инжектированной плазмы, однако дос таточна для обеспечения наблюдающегося шунтирования переключения.

Отметим, что переключение тока заметно деформирует катод, несмотря на шун тирующее действие разреженной плазмы (рис. 4.17). При очевидном сжатии электро да датчик I k в виде выступающего над его поверхностью кольца полностью сохраня ет начальную форму. Это возможно только при затекании тока в полость датчика.

При этом давление магнитного поля снаружи и внутри датчика примерно одинаково.

Этот вывод подтверждается также срав нением механического прогиба анода с отсутствием деформации индуктивных датчиков.

Увеличение дальности проникнове ния плазмы в передающий тракт равно сильно сокращению вакуумной части на грузки с соответствующим снижением индуктивности. Это проявляется в явно Рис. 4.17. Катод тракта нагрузки.

выраженных двух участках нарастания тока в нагрузке: медленного в начале импульса и более быстрого затем (рис. 4.13 – 4.16). Такой рост крутизны обусловлен протеканием и прерыванием тока в разрежен ной плазме, после которого в вакуумную часть нагрузки ток выводится с 34 кратным повышением скорости нарастания. Аналогичная динамика переключения наблюдалась в экспериментах с током проводимости 100 кА [174].

Самоорганизующееся заполнение передающего тракта разреженной плазмой не контролируемой плотности происходит как в стадии проводимости, так и при откры вании. В стадии проводимости это предопределено опережающим движением водо рода в нагрузку (п. 2.6.2). При обрыве тока становится возможным разлет плазмы за счет коллективного ускорения ионов выносимым из эрозионного зазора магнитоизо лированным электронным потоком. Экспериментальное изучение потоков плазмы и их численное моделирование не отвергают возможности такого развития событий при открывании [175 – 179]. Однако разнообразие и сложность одновременно протекаю щих при этом процессов позволяет дать только качественную картину происходящих явлений. Она неоднозначна, а порой и противоречива, поскольку во многом зависит от конкретных условий эксперимента и принятых при моделировании допущений.

4.4. Вывод энергии в индуктивную нагрузку.

В экспериментах ГИТ–8 в низкоиндуктивную нагрузку выведено 110 кДж при энергозапасе первичного накопителя 2.5 МДж (рис. 3.2). Эффективность вывода ме нее 5 % крайне низка. Переключенная энергия для тока 3.5 МА соответствует ин дуктивности вакуумной части нагрузки 18 нГн, которая вдвое меньше геометриче ской величины. Снижение индуктивности обусловлено неконтролируемым заполне нием передающего тракта плазмой. Этот характерный для микросекундных мегаам перных прерывателей процесс затрудняет согласование нагрузки с генератором.

Реальные возможности прерывателей для вывода энергии изучались, в частно сти, в серии экспериментов ГИТ–4, выполненных при сопоставимых индуктивностях вакуумной части накопителя и нагрузки [180]. Поскольку образование переходной области неконтролируемо, то его влияние изучалось экспериментально варьировани ем геометрии тракта транспортировки с целью поиска приемлемого варианта для подвода энергии к удаленной нагрузке (рис. 4.18). Плазма инжектировалась 32 пуш ками в межэлектродный зазор коаксиала с диаметрами анода 200 мм, катода 120 мм.


Рис. 4.18. Тракт вывода энергии в виде однородного коаксиала (а), с расширением катода (b) и сужением анода (c).

Расстояние между катодом и инжектором изменялось от 75 до 89 мм. В ряде слу чаев использовался ограничитель разлета плазмы в виде дополнительной цилиндри ческой вставки, образующей вместе с наружным электродом полость длиной 60 мм.

Наличие вставки ограничивает интенсивность переотраженных на электродах преры вателя потоков плазмы в тракт нагрузки, однако требует увеличения времени инжек ции для получения того же тока проводимости. В качестве нагрузки использовались отрезки коаксиалов длиной 11.5 м. На рис. 4.18 с указанием геометрических разме ров показаны варианты с однородным трактом, а также в виде составных линий с расширением катода или сужением анода в средней части линии транспортировки. Во всех вариантах индуктивность от инжектора до короткозамкнутого торца нагрузки 200250 нГн, вакуумная часть накопителя 250 нГн.

При прерывании тока пик напряжения не зависит от наличия передающего трак та (рис. 4.19). Это означает, что вариации межэлектродного зазора в линии транспор тировки не оказывают влияния на открывание. Вывод энергии, однако, су щественно зависит от исполнения линии транспортировки. Выстрелы с различными вариантами передающей линии показаны на рис. 4.20. Вместе с током генератора I g (t ) и током в тракте нагрузки, измеренного датчиками I a и I l Рис. 4.19. Данные U s ( I c ) для различных вариантов нагрузки.

(рис. 4.18), на рис. 4.20 приведены индуктивность L(t ), напряжение U s (t ), ток в прерывателе I s (t ), ток I lcal (t ), разность токов I ef (t ) = I lcal (t ) I l (t ). Во всех выстрелах ток проводимости 1 МА ( td 10 µ s для рис. 4.20а, b;

для рис. 4.20с величина td вдвое меньше), амплитуда напряжения при открывании 1 МВ.

Для однородного тракта кривая L(t ) после обрыва тока выходит на квазипосто янный уровень 450 нГн. Приращение индуктивности эквивалентно добавлению в разрядный контур геометрической индуктивности нагрузки, в которой ток I lcal (t ) практически совпадает с I l (t ). Через 300 нс после открывания I l (t ) приближается к току I g (t ), а затем продолжает нарастать вместе с ним в течение 800 нс.

Для неоднородных линий наблюда ется заметно иная картина протекания тока. Во-первых, сильно сокращается участок квазипостоянных значений L(t ) после открывания. Помимо этого, мак симум L(t ) вовсе не достигает суммар ной индуктивности накопителя и нагруз ки. Приращение L(t ) соответствует под ключению 200 нГн в тракте с расшире нием катода и 180 нГн с зауженным анодом. Эти величины меньше геомет рической индуктивности передающего тракта на 20 и 70 нГн соответственно.

Приращение L(t ) равно, по существу, эквивалентной индуктивности геометрии тракта нагрузки и переходной области с протекающим в ней током.

Рис. 4.20. Выстрелы с однородным трактом нагрузки (а), расширением Во-вторых, ток I l (t ) ограничивает катода (b), сужением анода (с).

ся величиной 0.600.75 МА. При этом токи I a (t ), I lcal (t ) заметно больше I l (t ). Уменьшение приращения L(t ) вместе с от личием I lcal (t ) от I a (t ), I l (t ) указывает на протекание тока в переходной области в виде электронного потока I ef (t ). Ток I ef (t ) нарастает до уровня 300 кА, совпадаю щего, по определению, с минимумом тока в прерывателе I s (t ). В дальнейшем нарас тание I s (t ) возобновляется, что свидетельствует о повторном замыкании прерывателя и отсечке таким образом нагрузки от накопителя. Это подтверждается также значе ниями L(trecl ) (п. 1.2.2), совпадающими с уровнем L(t ) непосредственно перед пре рыванием тока.

Ещё сильнее вывод энергии затрудняет сокращение расстояния между инжекто ром и расширением катода или уменьшение. На рис. 4.21 показан выстрел с одно родным трактом нагрузки при = 37 мм. Даже при снижении тока проводимости до 0.6 МА ток заметно меньше I l (t ) I lcal (t ). В экспериментах с зауженным анодом отсечка нагрузки прекращалась только при снижении тока в прерывателе до 250 кА.

Результаты экспериментов Рис. 4.21. Выстрел с однородным трактом нагрузки. обобщены на рис. в виде 4. зависимостей мощности импульса в нагрузке и эффективности вывода энергии от то ка проводимости. Для любой нагрузки повышение мощности прекращается при токе 11.2 МА. В однородном тракте и в тракте с расширением катода Pl достигает 0. ТВт, при сужении анода Pl не превосходит 0.3 ТВт. Отношение энергии в нагрузке Wl к расчетной величине Wcal (п. 1.2.2) при расширении катода или сужении анода снижается до 0.6, тогда как для однородного тракта оно 0.80.9. В од нородный тракт выводится 100 кДж, в тракты с расширением катода 60 кДж, с зауженным анодом 40 кДж. При на чальном энергозапасе 550 кДж уровень 100 кДж соответствует эффективности вывода 18 %, реализуемой, однако, только через 0.5 µ s после прерывания тока (рис. 4.20а).

Таким образом, сокращение межэ Рис. 4.22. Данные Pl ( I c ) (а), лектродного зазора в передающем тракте эффективность вывода энергии (b).

с 4 до 12 см затрудняет переключе ние энергии в нагрузку 200 нГн. Протекание электронного потока в переходной об ласти может приводить к дополнительному образованию плазмы на неоднородностях тракта нагрузки, что в итоге отсекает нагрузку от накопителя. В экспериментах ГИТ– 4 это происходило через 300 нс после открывания. Детальные измерения протекания тока набором датчиков вдоль электродов нагрузки [181] подтверждают наличие пото ка электронов, который в количественном отношении характеризуется потоковым импедансом линии транспортировки [182, 183]. Убедительные доказательства суще ствования потока приведены в [175], где он приводил к весьма заметным разрушени ям комплекта проволок, установленных вдоль анода тракта нагрузки.

4.5. Вывод энергии в вакуумный диод.

Вывод энергии в диод изучался с радиальным прерывателем с поверхностным инжектором плазмы (рис. 4.23) [43]. Электроды прерывателя образованы катодом диаметром 158(206) мм и анодом в виде беличьего колеса, состоящего из 10 мм шпилек, установленных в количестве 18 штук на диаметре 276 мм. В качестве нагрузки используется отрезок коаксиала вне области инжекции плазмы как сам по себе, так и вместе с установленным на его торце диодом с лезвийным катодом (рис.

4.24). Ток и скорость его нарастания в нагрузке измеряются поясом Роговского I d и индуктивной петлей I d.

Рис. 4.23. Конструкция прерывателя.

1 – анод, 2 – катод, 3 – камера прерывателя.

В численных расчетах получено, что эмиссия всей кромки лезвия ( = 140 мм, ускоряющий зазор d = 5 мм) обеспечивает ток 280 кА с энергией электронов 1 МэВ.

Магнитное поле тока заметно искривляет траектории электронов, в результате чего пучок фокусируется в плоскости анода на диаметре 140 мм.

Открывание прерывателя ( rc = мм) на индуктивную нагрузку иллюстри руется рис. 4.25. Ток проводимости за 900 нс нарастает до 1.1 МА. После прерывания тока амплитуда развиваемо го напряжения 1 МВ, скорость роста тока в нагрузке 12 кА/нс. Ток в нагруз ке более 1 µ s нарастает вместе с током в накопителе, свидетельствуя об отсутст вии потерь в передающем тракте. Это же следует из постоянства кривой L(t ) по Рис. 4.24. Конструкция диода.

1, 2 – анод, катод прерывателя, сле открывания.

3 – анод диода.

Открывание на диод иллюстрируется рис. 4.26, на котором показаны осциллограммы разрядного тока I g (t ), скорости нарастания I d (t ) и тока в диоде I d (t ), а также расчетные кривые тока в прерывателе I s (t ), напряжения на прерывателе U s (t ) и Рис. 4.25. Выстрел с нагрузкой 70 нГн.

диоде U d (t ). Ток обрыва во всех выстрелах 1.1 МА, напряжение U s (t ) за 30 нс нарастает до 1 МВ. При 10 мм зазоре U d (t ) в течение 1 µ s практически совпадает с U s (t ), пиковое сопротивление диода 3 Ом. После открывания прерывателя значительная часть тока протекает вне диода. Это обусловлено малым сопротивлением прерывателя по сравнению с Rd. Тем не менее в течение всего импульса диод рассеивает 100 кДж. Через 200 нс после прерывания тока происходит некоторый рост U d (t ). К этому моменту времени энергия электронного пучка не превышает 15 кДж.

В ещё большей степени тенденция повторного роста U d (t ) проявляется при уменьшении зазора в диоде, свидетельствуя о кардинальном изменении протекания тока. Во-первых, сокращение зазора снижает амплитуду и длительность U d (t ). Это визуализируется тем лучше, чем меньше величина Понижение U d (t ) d.

обусловлено падением напряжения на индуктивности между прерывателем и диодом. Действительно, при сокращении зазора с 10 до 2.5 мм I d (t ) возрастает c 5 до кА/нс. Очевидно, что формирование пучка в вакуумном режиме работы диода происходит только в начале импульса до провала U d (t ). При d = 2.5 мм пик U d (t ) не превышает кВ. Длительность пучка нс соответствует скорости перемыкания зазора 5 см/ µ s.

Во-вторых, наблюдается Рис. 4.26. Выстрелы на диод.

возобновление роста с U d (t ) d = 10 (а), 5 (b), 2.5 (c) мм.

последующей стабилизацией вместе с током вблизи квазипостоянных значений. Такая вольтамперная характеристика ти пична для плазмонаполненных диодов, в которых она реализуется за счет формиро вания двойного слоя при протекании тока в промежутке с предварительным заполне нием плазмой. В обсуждаемых экспериментах ускоряющий зазор перемыкается обра зованной на электродах диода плазмой. При d = 2.5 мм сопротивление плазмонапол ненного диода достигает 0.7 Ом. После повторного замыкания диода ток из преры вателя полностью выводится в образованную таким образом нагрузку.

Выявленные режимы работы диода воспроизводятся при всех значениях I c, по вышение которого снижает напряжение на прерывателе. В любом случае при d = мм пиковое сопротивление диода достигает 23 Ом, а при сокращении d до 2.5 мм реализуется плазмонаполненный диод с сопротивлением 0.40.7 Ом. Эти же зако номерности воспроизводятся при последовательном уменьшении индуктивности Ll между прерывателем и диодом с 90 до 60(40) нГн.


Влияние Ll на вывод тока иллюстрирует рис. 4.27 с результатами выстрелов на диод при Ll 40 нГн (минимально возможное удаление диода определяется требова нием исключения потоков плазмы из прерывателя в нагрузку с целью их согласова ния). В диоде с 10 мм зазором такого затягивания U d (t ), как на рис. 4.26, уже не про исходит, поэтому выделяемая в диоде энергия снижается до 45 кДж. При сокращении зазора до 2.5 мм режим протекания тока с образованием двойного слоя не реализуется. Пик U d (t ) не превышает 200 кВ, длительность пучка менее 50 нс. Изменение режима работы обусловлено, очевидно, наличием слишком плотной плазмы в Рис. 4.27. Выстрелы на диод. диоде. Действительно, уменьшение Ll d = 10 (а), 2.5 (b) мм. Ll 40 нГн.

повышает I d (t ) до 20 кА/нс. Повыше ние тока стимулирует, в свою очередь, наработку плотной плазмы на электродах дио да, разлет которой настолько качественно закорачивает ускоряющий зазор, что в него выводится весь ток накопителя.

4.6. Ограничения эффективности вывода энергии.

4.6.1. Электронные потери.

В экспериментах на установках ГИТ при обрыве 1.5 МА скорость нарастания сопротивления Rs не превышает 1015 мОм/нс, а при повышении тока Rs снижается до единиц мОм/нс (п. 4.1, 4.3). Низкая Rs затягивает вывод энергии. Дополнительно он ухудшается из-за потерь тока (рис. 4.12, 4.20). Наличие потерь иллюстрирует рис.

4.28, на котором в качестве примера показан результат серии выстрелов ГИТ–8 с на грузкой 35 нГн. Даже при такой низкой индуктивности ток в нагрузке не выходит на уровень тока в накопителе. Он ограничивается 2.5 МА, тогда как ток генератора по сле открывания продолжает нарастать до 3 МА. В лучших выстрелах разность токов не менее 150200 кА. При повышении тока в прерывателе за счет увеличения времени инжекции плазмы разность ста новится ещё больше.

При других способах повышения то ка проводимости также не удается вывести энергию без потерь. На рис. 4.29 показаны результаты двух выстрелов ГИТ–12 с ра ( rc = Рис. 4.28. Выстрелы ГИТ–8. диальным прерывателем мм, td 6 µ s ). В первом плазма создавалась одним рядом пушек, во втором – тремя. Уд линение перемычки с 18 до 38 см повышает ток проводимости на 1 МА. Однако вместо приращения тока в нагрузке I l (t ) происходит увеличение тока I ef (t ) до кА. Прерыватель открывается со скоростью 6 (рис. 4.29а) и 3 мОм/нс (рис. 4.29b). Снижение Rs затягивает вывод энергии: время, в течение которого I lcal (t ) приближается к I g (t ), возрастает с 300 до 600 нс. Для реализуемых значений Rs амплитуды расчетной U cal (t ) и экспериментальной U s (t ) кривых напряжения практически совпадают. Кривые U cal (t ) рассчитаны Рис. 4.29. Выстрелы ГИТ–12.

для Lx 70 нГн (рис. 4.29а) и Lx 60 нГн l = 18 (а), 38 (b) см.

(рис. 4.29b).

На рис. 4.30 показаны расчетные кривые сопротивления эрозионного зазора Reg (t ) = U s (t ) / I eg (t ), I eg (t ) = I g (t ) I lcal (t ), где и импеданса прерывателя Z s (t ) = U s (t ) / I s (t ). Приближение тока I lcal (t ) к I g (t ) указывает на полный вывод тока из зазора, при котором I eg (t ) 0. При конечном напряжении U s (t ) это отражается в неограниченном нарастании Reg (t ). В отличие от Reg (t ) рост Z s (t ) прекращается че рез 5070 нс после прерывания тока.

Некоторая дальнейшая стабилизация на уровне 0.20.3 Ом в течение 150 нс сменяется снижением Z s (t ). В динамике проявляется шунтирующее Z s (t ) влияние тока I ef (t ) на сопротивление зазора. Поскольку область протекания большей части и зона I ef (t ) формирования зазора сопряжены так, что их пространственное разделение Рис. 4.30. Динамика Reg (t ), Z s (t ). невозможно, то кривая Z s (t ) отражает l = 18 (а), 38 (b) см.

импеданс прерывателя в целом. Он представляет собой эквивалентное сопротивление зазора и некоторой переходной к нагрузке области с протекающим в ней электронным током.

Наличие электронного тока существенно снижает эффективность вывода энер гии. Для выстрелов рис. 4.29 отношение Wl / Wcal при удлинении перемычки уменьша ется от 0.6 до 0.5. Значения Wl / Wcal в зависимости от тока проводимости для дру гих размеров перемычки приведены на рис. 4.31 и в таблице 4.2 [184]. Помимо отно шения Wl / Wcal в таблице даны абсолют ные значения Wcal и приобретаемой в эрозионном зазоре энергии Weg = U s (t ) I eg (t )dt, а также отношение энергии электронного потока Wef = U s (t ) I ef (t )dt к рассеиваемой в прерывателе Ws = U s (t ) I s (t )dt. Созда Рис. 4.31. Эффективность вывода ние короткой более плотной перемычки энергии в индуктивную нагрузку.

увеличивает потери тока. Расширение межэлектродного зазора в тракте нагрузки путем уменьшения rc заметно снижает по тери. Однако и в этом случае, независимо от способа создания перемычки, повыше Таблица 4.2. Эффективность вывода энергии.

ra / rc = 190 / 110 мм l = 28 см l = 48 см I c, MA 1.42±0.02 1.68±0.03 2.05±0.05 1.16 1.35±0.02 1.60 1.92±0. Wcal, кДж 181±7 166±11 155±6 118 112±9 140 109± Wl / Wcal 0.67±0.12 0.60±0.05 0.53±0.02 0.86 0.85±0.03 0.77 0.54±0. Weg, кДж 53±5 68±4 106±5 28 41±3 56 65± Wef / Ws 0.51±0.06 0.49±0.02 0.39±0.04 0.36 0.29±0.03 0.36 0.44±0. ra / rc = 190 / 160 мм l = 18 см l = 38 см I c, MA 1.68 2.04±0.02 2.48±0.03 2.79±0.03 2.29±0.11 2.78 3. Wcal, кДж 112 125±7 95±6 98±11 170±2 172 Wl / Wcal 0.46 0.43±0.02 0.18±0.04 0.26±0.02 0.50±0.01 0.47 0. Weg, кДж 76 101±5 79±6 89±10 131±7 178 Wef / Ws 0.44 0.41±0.02 0.51±0.03 0.46±0.01 0.39±0.01 0.34 0. ние тока проводимости до 2 МА понижает Wl / Wcal до 0.5. Доля рассеянной элек тронным потоком энергии 0.30.5 от потерь в прерывателе.

Низкая величина Rs вместе со значительными потерями тока вырождают режим обострения мощности в сдвиговую трансформацию импульса тока во времени с уменьшением амплитуды на 5070 %. Это сделало бесперспективной технологию создания энергоемких установок с индуктивным накопителем и плазменным преры вателем, в котором протекает весь разрядный ток генератора. По этой причине, веро ятно, прекращены работы с прерывателями на многих крупных установках.

4.6.2. Повторное замыкание прерывателя.

Другой фактор, препятствующий улучшению характеристик прерывателя и не гативно влияющий на динамику сопротивления, предопределен диссипацией энергии мощного ионного пучка, формируемого в эрозионном зазоре [185]. Энергия ускоренных ионов соответствует возникающему на прерывателе напряжению [186, 187]. В отдельных работах при обрыве тока диссипация в ионах достигала 70 % пол ных энергопотерь для индуктивной нагрузки и 30 % с разомкнутым катодом [171].

Этот результат сильно преувеличен из-за неверно трактуемой длины перемычки, оп ределяемой как совокупная протяженность областей инжекции и интенсивной дисси пации потоков плазмы. Такое трактование игнорирует динамику плазмы в течение всего импульса тока.

В практически интересном случае высоких напряжений, соответствующего скейлингу U s lI / I c, плотность тока и мощность ионного пучка резко нарастают при повышении тока проводимости: ji U s3 / 2 / d m (lI ) 1/ 2 rc2 I c5 / 2, Pi (lI )1/ 2 rc2 I c3/ 2. При напряжении 2 МВ на 2 мм зазоре для дважды ионизованной углеродной плазмы ji 1.5 кА/см2, Pi 3.0 ГВт/см2. Для времени открывания 30 нс плотность рассеиваемой энергии 50 Дж/см2. Она достаточна для уноса массы 10 мг/см2 с катода с энергией сублимации материала 5 кДж/г. Эта масса в сотни раз больше необходимой для протекания тока в стадии проводимости.

При энергетической цене электрона 100 эВ поток энергии ионов способен соз дать на единице поверхности катода плазму с плотностью не менее 1017 см-2.

Помимо дополнительного плазмообразования энергия ионов расходуется на нагрев плотной прикатодной плазмы. При превышении газокинетического давления последней над давлением магнитного поля становится возможным расширение плазмы в формируемый зазор. Для этого необходимо, чтобы температура и плотность прикатодного слоя возрастали не менее чем на порядок по сравнению с параметрами инжектированной плазмы ( n 1015 см-3, Te 5 эВ). При вполне реальном нагреве до 100 эВ давление плазмы с плотностью 1017 см-3 соизмеримо с давлением поля кГс. Если при расширении катодной плазмы эрозия анодной границы замедляется из за отхода в более плотные слои – зазор сокращается. При относительной скорости движения границ 2 см/ µ s замыкание 23 мм зазора происходит через 100150 нс.

Повышение «прозрачности» катода [188] или использование тугоплавких материалов [189] ослабляет избыточное плазмообразование и несколько улучшает вывод энергии.

При низких напряжениях интенсивность ионного потока сильно ослабевает.

Действительно, для скейлинга U s (lI / I c )2 плотность тока ji U s3 / 2 / d m lIrc2 I c пропорциональна, а мощность Pi (lI )3 rc2 I c1, напротив, обратно пропорциональна току проводимости. Однако наряду со снижением интенсивности торможение низкоэнергетичного пучка в плотной прикатодной плазме происходит значительно эффективнее. В результате диссипация энергии ионов может оказаться даже выше, чем для высокоэнергетичного потока. Помимо такого механизма возможны также другие процессы, способствующие замыканию зазора. К их числу относят, например, перезарядку и ионизацию нейтралов, приводящих к сокращению зазора со скоростью 1 см/ µ s [190, 191].

Для иллюстрации влияния ионного тока на динамику зазора обратимся к экспериментам ГИТ–4 с прерывателем при разомкнутом катоде. Геометрия прерывателя та же, что на рис. 4.18, но без центрального электрода тракта нагрузки.

Для анализа экспериментов применим методику определения выводимого из зазора тока (1.4). В качестве индуктивности нагрузки используем величину максимального приращения кривой L(t ).

При токе проводимости 0.8 МА ( td 4 µ s ) сопротивление зазора Reg (t ) нарастает со скоростью 50 мОм/нс, достигая квазипостоянного в течение 200 нс уровня 1.8 Ом (рис. 4.32).

Некоторое замедление спада тока в зазоре проявляется также в I eg (t ) Рис. 4.32. Выстрел при td = 4 µ s.

сравнении расчетной кривой напряжения с экспериментальной. В отличие от импеданс прерывателя Reg (t ) Z s (t ) следует за спадом напряжения.

При увеличении тока проводимости до 1.4 МА ( td 10 µ s ) напряжение на прерывателе достигает 2 МВ (рис. 4.33).

В этом выстреле несколько меньшее приращение L(t ) по сравнению с рис.

4.32 слабо отразилось на длительности напряжения U cal (t ) при той же Rs. По Рис. 4.33. Выстрел при td = 10 µ s. сравнению с рис. 4.32 амплитуды U cal (t ) и U s (t ) практически совпадают. Однако длительность U s (t ) на полувысоте сократилась настолько, что это проявилось в динамике кривой Reg (t ). Сразу же после образования зазора его сопротивление резко снижается практически вдвое, оставаясь на этом уровне в течение 250 нс.

В любом выстреле неограниченное нарастание Reg (t ) по мере снижения напряжения указывает только на приближение I lcal (t ) к I g (t ) и, таким образом, на полный вывод тока из зазора. Этот рост, однако, не обязан соответствовать реальной динамике зазора. Пропорциональность между величиной d m (t ) и сопротивлением магнитоизолированного зазора Reg (t ) d m (t ) / rc имеет место только в стадии эрозии (п. 2.5.3). При интенсивном отборе ионов поддерживается квазипостоянный зазор [148]. Это проявляется в более или менее выраженной стабилизации Reg (t ) (рис. 4.30, 4.32). По мере снижения U s (t ) пропорциональность может утрачиваться. Если теперь уже не в результате эрозии, а под действием давления магнитного поля переключенного тока происходит дальнейшее расширение зазора, то его сопротивление ограничивается протеканием ионного тока с плотностью ji (t ) U s3 / 2 (t ) / d 2 (t ). Тогда даже при постоянном зазоре сопротивление Reg (t ) d 2 / U s 2 (t ) нарастает из-за уменьшения при снижении 1/ ji (t ) U s (t ).

Дальнейшее расширение зазора или его стабилизация реализуется, например, в выстреле на рис. 4.20а. В остальных случаях рис. 4.20 и на рис. 4.33 сокращение длительности U s (t ) указывает на обратное замыкание зазора. Наиболее вероятная причина – расширение плотной катодной плазмы после диссипации энергии ионного пучка. Поскольку до полного вывода тока зазор остается магнитоизолированным ( d m (t ) [mc3 / 2eI g (t )][eU s (t ) / mc 2 ]1/2 rc ), то ограниченное протеканием ионов сопротивление Reg (t ) d m (t ) U s 2 (t ) снижается пропорционально зазору. По мере 1/ сокращения зазора ток I ef (t ) приближается к минимальному току в прерывателе (рис.

4.20, 4.29).

Сокращение длительности высокоомной стадии при интенсификации ионного потока коррелирует с увеличением приобретаемой в зазоре энергии (рис. 4.34). Она составляет 0.6 от потерь в прерывателе, остальная выносится электронным потоком.

Усиление диссипации резко снижает сопротивление зазора и, как следствие, приводит к повторному замыканию прерывателя, что проявляется в сокращении длительности напряжения Повторное (рис. 4.8).

замыкание подтверждается также значениями кривой L(trecl ) на рис. 4.32, 4.33. Они указывают на локализацию протекания тока при спаде U s (t ) в той же области, где происходило образование зазора. При уменьшении амплитуды U s (t ) интенсивность ионного Рис. 4.34. Длительность напряжения потока ослабевает, однако возрастающая на полувысоте в зависимости от Weg.

длительность его воздействия приводит в итоге к повторному замыканию в месте прерывания тока (рис. 4.32). Область наибо лее интенсивной ионной диссипации сильно локализована в пространстве из-за весь ма ограниченного аксиального размера эрозионного зазора. Поэтому именно в ней наиболее вероятно развитие процессов, приводящих к повторному замыканию преры вателя. Отбор ионов в переходной области разреженной плазмы полирует катод до блеска, но вряд ли способен привести к отсечке нагрузки после вывода в неё доста точно большого тока.

Помимо диссипации в ионах значительная часть энергии выносится из магни тоизолированного зазора электронным потоком, рассыпающимся на стенки вакуум ной камеры при удалении от прерывателя. Этот канал диссипации проявляется в ре гистрации рентгена, максимум которого может находиться далеко за пределами пре рывателя. Однако по мере уменьшения энергии рассыпание электронов происходит, очевидно, вблизи области формирования зазора. Потери в электронном потоке сильно зависят от величины нагрузки. Для их уменьшения в ряде случаев полезно примене ние низкоимпедансных плазмонаполненных диодов, обеспечивающих 1.52-кратное повышение мощности импульса [78]. Вывод энергии в высокоимпедансную нагрузку сопровождается ростом потерь в передающем тракте [175]. Этому могут сопутство вать такие явления, как коллективное ускорение протонов до энергии 4 МэВ [171] или формирование виртуального катода с генерацией мощных импульсов микроволн [179].

Диссипация энергии в той или иной форме отсекает нагрузку и ограничивает эффективность переключения. В этом убеждает опыт применения прерывателей на ГИТ–4. Действительно, приемлемое размыкание происходит только на линейном уча стке нарастания тока. Для параметров ГИТ–4 отклонение от линейности не превыша ет 15 % при индуктивности контура менее 200 нГн. Эта индуктивность делится примерно поровну между первичным накопителем и вакуумной частью установки. В таком накопителе за 1 µ s ток нарастает до 1.9 МА, соответствуя энергии кДж, составляющей 65 % запасаемой при U ch = 40 кВ. Эффективность вывода энер гии в короткозамкнутую нагрузку максимальна при равенстве индуктивностей нако пителя и нагрузки. Отсюда ток в нагрузке 0.95 МА, энергия 90 кДж или 16 % от энергии емкостного накопителя.

Эффективность рассеяния в резистивной нагрузке Wd / W0 = Z s /( Z s + Rd ). При мгновенном нарастании Z s до 2 Ом в диод с Rd 1 Ом выводится 240 кДж при токе 1.3 МА. При увеличении Rd до 10 Ом ток снижается до 300 кА, энергия до кДж, не превышая 11 % энергии первичного накопителя. Спад импеданса прерыва теля через 3050 нс после открывания ещё сильнее снижает эффективность вывода энергии. Расчет контура с приближенной к действительности треугольной формой Z s (t ) дает, что в диод с пиковым импедансом 1 Ом выводится 80 кДж ( Lst = нГн, tc = 1.2 µ s, I c = 1.5 МА).

ВЫВОДЫ 1. Эксперименты на установках ГИТ продемонстрировали возможность приме нения плазменных прерывателей с микросекундным временем проводимости для вы вода в нагрузку 30 нГн импульсов тока с амплитудой до 3.5 МА и временем нарас тания 150 нс. Повышение тока проводимости сопровождается снижением эффектив ности обострения импульса. Для прерывателей ГИТ при токе 1.5 МА скорость на растания сопротивления Rs не превышает 1015 мОм/нс. Наращивание тока любым способом ухудшает прерывание и снижает Rs до единиц мОм/нс.

Вместе с тем вывод энергии в нагрузку происходит в условиях существования переходной области разреженной плазмы, транспорт магнитного поля через которую сопровождается дополнительным повышением скорости нарастания тока в вакуумной части нагрузки. При этом эффективность вывода энергии сильно зависит от конст руктивного исполнения передающего тракта (сокращение межэлектродного зазора тем или иным способом затрудняет переключение энергии в нагрузку). Негативное влияние переходной области сводится прежде всего к обеспечению условий для про текания электронного потока, выносимого из магнитоизолированного эрозионного зазора. Существование потока вместе с низкой скоростью нарастания сопротивления зазора вырождают режим обострения мощности в сдвиговую трансформацию импульса тока во времени со значительным снижением амплитуды. Улучшению характеристик прерывателя препятствует также диссипация энергии мощного ионного пучка, формируемого в эрозионном зазоре. Совокупное действие указанных факторов затрудняет представляющую практический интерес реализацию технологии создания энергоемких установок с микросекундным индуктивным накопителем и плазменным прерывателем с мультимегаамперным током проводимости.

2. Эксперименты с высокоимпедансной нагрузкой позволили установить скей линг развиваемого на прерывателе напряжения при обрыве тока. Амплитуда напря жения обратно пропорциональна току проводимости прерывателя I c и линейно зави сит от произведения начальной длины плазменной перемычки на скорость нарастания тока. Сопротивление аксиального прерывателя, таким образом, не зависит от I c. В радиальном прерывателе повышение I c снижает пиковое сопротивление.

ГЛАВА V. ПРИМЕНЕНИЕ ПРЕРЫВАТЕЛЕЙ 5.1. Включение нагрузки до прерывателя.

5.1.1. Постановка и результаты экспериментов.

В схеме с прерыванием тока возможны два варианта подключения нагрузки (рис. 5.1). Традиционно она подсоединяется за прерывателем. При этом магнитное поле переключенного тока обеспечивает магнитную изоляцию электронов. Общ ность электродов прерывателя и пере дающей линии влечет необходимость экспериментальной оптимизации пере ходной области. Обусловлено это тем, что потоки плазмы из прерывателя спо собствуют снижению эффективности пе реключения и даже могут приводить к отсечке нагрузки от накопителя, но уже с Рис. 5.1. Включение нагрузки после (a), частично переключенным током.

до (b) прерывателя.

Подключение нагрузки до прерыва теля полностью исключает попадание плазменных потоков в передающий тракт. Та кое пространственное разделение развязывает геометрические размеры электродов передающей линии и прерывателя. Межэлектродный зазор линии выбирается так, чтобы вывод энергии происходил без потерь. При этом подходе, однако, магнитная изоляция электронов обеспечивается током, величина которого снижается по мере вывода в нагрузку. Это может ослабить изоляцию и снизить сопротивление прерыва теля. Для практической реализации схемы необходим разделяющий разрядник, изо лирующий, во-первых, нагрузку от напряжения на прерывателе и токоподводе к нему в течение стадии проводимости. Во-вторых, коммутационная характеристика разряд ника не должна оказывать существенного влияния на вывод энергии.



Pages:     | 1 | 2 || 4 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.