«УТВЕРЖДАЮ Директор ИСЭ СО РАН чл.–корр. РАН _ Н. А. Ратахин 30 января 2009 г. ЕЖЕГОДНЫЙ НАУЧНЫЙ ОТЧЕТ за 2008 год Томск—2009 ОГЛАВЛЕНИЕ 1. ОСНОВНЫЕ НАПРАВЛЕНИЯ НАУЧНОЙ ДЕЯТЕЛЬНОСТИ ИНСТИТУТА. 3 2. СВОДНЫЕ ДАННЫЕ ПО ...»

УЧРЕЖДЕНИЕ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК

ИНСТИТУТ СИЛЬНОТОЧНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

СИБИРСКОГО ОТДЕЛЕНИЯ РАН

УТВЕРЖДАЮ

Директор ИСЭ СО РАН

чл.–корр. РАН

_ Н. А. Ратахин

30 января 2009 г.

ЕЖЕГОДНЫЙ

НАУЧНЫЙ ОТЧЕТ

за 2008 год Томск—2009

ОГЛАВЛЕНИЕ

1. ОСНОВНЫЕ НАПРАВЛЕНИЯ НАУЧНОЙ ДЕЯТЕЛЬНОСТИ ИНСТИТУТА.... 3

2. СВОДНЫЕ ДАННЫЕ ПО ИНСТИТУТУ НА 01.12.2008 г.

3. ВАЖНЕЙШИЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ФУНДАМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ,

ЗАВЕРШЕННЫХ В 2008 г.

4. ОБЗОР РЕЗУЛЬТАТОВ НАУЧНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

4.1. ОТДЕЛ ИМПУЛЬСНОЙ ТЕХНИКИ

4.2. ОТДЕЛ ФИЗИЧЕСКОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

4.3. ОТДЕЛ ВЫСОКИХ ПЛОТНОСТЕЙ ЭНЕРГИИ

4.4. ЛАБОРАТОРИЯ ВАКУУМНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

4.5. ЛАБОРАТОРИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ИСТОЧНИКОВ

4.6. ЛАБОРАТОРИЯ ПЛАЗМЕННОЙ ЭМИССИОННОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ....... 4.7. ЛАБОРАТОРИЯ ВЫСОКОЧАСТОТНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

4.8. ЛАБОРАТОРИЯ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ ФИЗИКИ

4.10. ЛАБОРАТОРИЯ ГАЗОВЫХ ЛАЗЕРОВ

4.11. ЛАБОРАТОРИЯ ОПТИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ

4.12. ЛАБОРАТОРИЯ ПРИКЛАДНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

5. НАУЧНО–ТЕХНИЧЕСКИЕ РАЗРАБОТКИ, ЗАВЕРШЕННЫЕ В 2008 г........... 6. ПРОГРАММЫ И ГРАНТЫ

7. ИННОВАЦИОННАЯ ДЕЯТЕЛЬНОСТЬ

8. МЕЖДУНАРОДНЫЕ СВЯЗИ

9. УЧАСТИЕ В ВЫСТАВКАХ

10. ПРЕМИИ, НАГРАДЫ, ПОЧЕТНЫЕ ЗВАНИЯ

11. ОРГАНИЗАЦИЯ И ПРОВЕДЕНИЕ КОНФЕРЕНЦИЙ

12. ЗАЩИТА ДИССЕРТАЦИЙ

13. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ С ВУЗАМИ

14. ПУБЛИКАЦИИ

1. ОСНОВНЫЕ НАПРАВЛЕНИЯ НАУЧНОЙ

ДЕЯТЕЛЬНОСТИ ИНСТИТУТА

Основные направления научной деятельности Учреждения Российской академии наук

Института сильноточной электроники Сибирского отделения РАН, утвержденные Президиумом РАН (Постановление от 20 мая 2008 г. № 357):

Фундаментальные проблемы физической электроники, в том числе сильноточной электроники и разработка на их основе новых приборов, устройств и технологий;

Современные проблемы физики плазмы, включая физику низкотемпературной плазмы и основы ее применения в технологических процессах.

Основные направления научной деятельности Института соответствуют пунктам Плана фундаментальных научных исследований Российской академии наук в Программе фундаментальных научных исследований государственных академий наук на 2008— годы, утвержденной распоряжением Правительства Российской Федерации от 27 февраля 2008 г. № 233-р:

11. Фундаментальные проблемы физической электроники, в том числе разработка методов генерации, приема и преобразования электромагнитных волн с помощью твердотельных и вакуумных устройств, акустоэлектроника, релятивистская СВЧэлектроника больших мощностей, физика мощных пучков заряженных частиц;

12. Современные проблемы физики плазмы, включая физику высокотемпературной плазмы и управляемого термоядерного синтеза, физику астрофизической плазмы, физику низкотемпературной плазмы и основы ее применения в технологических процессах;

а также приоритетным направлениям фундаментальных исследований СО РАН на 2007— 2009 гг., согласно Перечню, утвержденному Постановлением Президиума СО РАН от 27 декабря 2006 № 477:

- Фундаментальные проблемы физической электроники;

- Современные проблемы физики плазмы.

2. СВОДНЫЕ ДАННЫЕ ПО ИНСТИТУТУ НА 01.12.2008 г.

2.1. КАДРЫ Общая численность В том числе научных сотрудников Из них академиков РАН Членов–корреспондентов РАН Докторов наук Кандидатов наук Научных сотрудников без степени Количество аспирантов очного и заочного обучения 2.2. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ Доклады в сборниках международных конференций Число охранных документов (патенты и лицензии) Прочее финансирование — 6 867 т.р. (в т.ч. 224 т.р. — проведение конференций, симпозиумов; 6 643 т.р. — поступление индивидуальных грантов по проектам CRDF, МФТИ, МНТЦ) Сведения о тематике научных исследований — расшифровка пункта Средства СО РАН, не учтенные в колонке 2: 28 846 т.р. (налоги, кап. ремонт, коммунальные платежи, поступления по Фонду Бортника, программы «Интернет» и «Суперкомпьютер», дополнительный фонд стимулирующих выплат, стипендии аспирантам, прочее финансирование).

Всего средств СО РАН (колонка 2 + средства СО РАН, не учтенные в колонке 2): 71 334 т.р. + 28 846 т.р. = 100 180 т.р.

Всего по пункту 12 формы 1 (всего средств СО РАН + колонка 9 + колонка 10): 100 180 т.р. + 13 450 т.р. = 113 630 т.р.

3. ВАЖНЕЙШИЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ФУНДАМЕНТАЛЬНЫХ

ИССЛЕДОВАНИЙ, ЗАВЕРШЕННЫХ В 2008 г.

3.1. В результате испытаний импульсного генератора на основе линейного трансформатора с вакуумной изоляцией вторичного витка показана возможность использования цилиндрического диода, работающего в режиме магнитной самоизоляции, в качестве эквивалентной нагрузки со стабильным импедансом в единицы Ом при напряжении до 450 кВ. В диоде с радиальными размерами ~ 10 см и межэлектродным зазором ~1.5 см получено стабильное сопротивление на уровне вблизи 3 Ом в течение 200 нс. Анализ результатов показывает, что ток магнитной самоизоляции в диоде определяется предельным током.

Генератор напряжения в виде шести последовательно включенных ступеней LTD с воздушной изоляцией был создан в 2007 г. В 2008 г. выполнены испытания генератора при работе на электронный диод цилиндрической конфигурации. Конструкция диода показана на рис. 1. При использовании электронного диода с соотношением диаметров электродов 200 мм / 168 мм получено стабильное сопротивление диода Rd ~ 3 Ом в течение ~ 200 нс (рис. 3). Ток электронного пучка I1 нарастает за ~ 115 нс до величины 112 кА. Напряжение на диоде Ud достигает 370 кВ. Мощность пучка 41 ГВт, энергия в пучке 6.9 кДж. Эффективность передачи запасенной энергии в пучок реализована на уровне 75 %. Результаты измерения токов I1–I3 на анодном электроде вдоль области эмитирующей поверхности свидетельствуют о работе диода в режиме магнитной самоизоляции.

Рис. 3. Зависимости тока цилиндрического диода от напряжения, рассчитанные в приближении предельного тока (сплошные линии) и минимального тока (пунктирные линии). Соотношение диаметров электродов диода: 1 — 200/168, 2 — 200/129., — экспериментальные данные для диодов 200/168 и 200/ Анализ экспериментальных данных, полученных для диодов с соотношением диаметров электродов 200/168 и 200/129 показывает, что при напряжениях в диоде 250—450 кВ ток магнитной самоизоляции вакуумных линий определяется предельным током (рис. 3).

3.2. Предложена новая схема для создания компактных мультигигаваттных источников сверхширокополосного (СШП) излучения на основе возбуждения многоэлементной решетки комбинированных антенн от одного генератора через фидерную систему, в которой совмещены функции трансформатора и делителя мощности. Это позволило увеличить число антенн в решетке и соответственно уменьшить ширину диаграммы направленности излучения. С использованием нового подхода создан источник СШП излучения с высокой направленностью и эффективным потенциалом до 3 МВ на основе возбуждения 64-элементной решетки от генератора биполярных импульсов с выходной мощностью более 3 ГВт при частоте повторения до 100 Гц.

Предложена новая схема для создания источников сверхширокополосного излучения мультигигаваттного уровня с высокой направленностью. В ее основе лежит совмещение функций делителя мощности и трансформатора импедансов в одном устройстве. Это позволяет увеличить число антенн в решетке, а соответственно направленность и эффективный потенциал излучения.

Для проверки новой схемы создан СШП источник (рис. 4), который состоит из генератора монополярных импульсов 1, формирователя биполярных импульсов 2, делителя мощности с трансформатором импедансов 3 и 64-элементной решетки комбинированных антенн 4.

В качестве генератора монополярных импульсов в данном источнике использовался генератор высоковольтных импульсов типа СИНУС. Формирователь биполярных импульсов собран по схеме с разомкнутой линией и тремя разрядниками.

Выходной биполярный импульс имеет амплитуды напряжения -205 кВ и +157 кВ и длительность примерно 1 нс по уровню 0.1 от амплитуды при частоте следования импульсов 100 Гц. Разброс амплитуды напряжения не превышает 4 %. Выходная пиковая мощность импульса напряжения составляет 3.4 ГВт.

Решетка состоит из 64 (88) антенн, закрепленных на металлической пластине. Апертура решетки составляет 1.411.41 м. Ширина диаграммы направленности на половинном уровне пиковой мощности равна 10° в обеих плоскостях. Уровень кроссполяризованного излучения не превышает 0.5%.

Излученный импульс регистрировался осциллографом Tektronix TDS6604 с помощью приемной TEM-антенны, установленной на расстоянии 10.7 м. Эффективный потенциал излучения, равный произведению пиковой напряженности поля на расстояние в дальней зоне, составил 2.8 ± 0.2 МВ.

3.3. Обнаружена и исследована особая форма нестационарного разряда атмосферного давления в вихревом потоке газа. По своей конструкции газоразрядное устройство сходно с классическим дуговым плазмотроном. Однако, в отличие от плазмотрона, средний ток разряда уменьшен до долей ампера. В таких условиях возникает слаботочный разряд типа тлеющего, на который (в результате спонтанных переходов тлеющего разряда в искровой) накладываются кратковременные сильноточные импульсы с типичной длительностью около 100 нс. Показано, что разряд является эффективным источником для инициирования процесса горения в смесях воздуха с газообразными углеводородами. Создана двухсекционная конструкция горелки, эксперименты с которой позволили прояснить физическую сущность поддержания тока в нестационарном режиме. Проведены эксперименты в смесях пропана (метана) с воздухом и выявлены режимы полного сгорания, а также частичной конверсии метана, в результате чего конечным продуктом на выходе плазмотрона является синтез-газ (смесь окиси углерода с водородом).

Предметом исследований являлось нестационарное поведение газового разряда высокого давления в смесях воздуха с углеводородами применительно к проблемам стабилизации горения и конверсии углеводородов. Исследуемая плазменно-вихревая горелка напоминает по своему устройству классический дуговой плазмотрон. Однако, ее характерная особенность состоит в том, что средний ток разряда ограничен на уровне 0.1 А, а средняя мощность, рассеиваемая в разряде, не превышает 200 Вт. Несмотря на очень малую среднюю мощность, процесс горения инициируется и поддерживается в широком диапазоне соотношений пропан (метан) — воздух.

Ключевым моментом в понимании физических механизмов инициирования и стабилизации горения является выявление роли нестационарных явлений в используемом специфическом типе разряда. Дополнительная информация о нестационарном поведении разряда была получена с использованием электронно-оптической съемки и с применением специально разработанной конструкции двухсекционного плазмотрона.

На рис. 5 показан принцип работы плазмотрона, фотографии факелов на выходе из анодного сопла и двухсекционная конструкция, позволяющая измерять ток разряда на каждую секцию по отдельности. Диаметр выходного сопла плазмотрона составлял 5 мм.

Секции плазмотрона А1 и А2 электрически разделены между собой. Ток на каждую секцию измеряется с помощью шунтов RS1 и RS2. Расстояние между секциями может меняться от нуля (когда секции соединены между собой) до 4 мм. Длина каждой секции 5 мм. Идея экспериментов состояла в том, чтобы выявить долю полного тока разряда, протекающего на каждую секцию в любой момент времени.

Пример результатов измерений совместно с демонстрацией метода наблюдения с помощью CCD камеры представлен на рис. 6. Для удобства интерпретации свечения разряда на фотографии слева показано выходное сопло плазмотрона без разряда. Время экспозиции обозначено как t.

Суть поддержания нестационарного тока в плазмотроне состоит в следующем.

Если бы средний ток разряда превышал несколько ампер, то в межэлектродном промежутке могла бы поддерживаться стационарная дуга с контрагированным катодным и анодным пятном. В условиях низкого тока возникает разряд типа тлеющего, характерной чертой которого являются случайные переходы в искровой режим. В процессе такого перехода емкость соединительного кабеля разряжается через промежуток за время около 100 нс, так что на слабый ток тлеющего разряда накладываются случайным образом кратковременные импульсы тока искры. Хотя типичная выделяемая в искре энергия составляет около 0.1 мДж, эта энергия оказывается достаточной, чтобы инициировать процесс горения. Дальнейшее развитие горения эффективно происходит потому, что окружающая среда представляет собой не «холодный газ», а слабоионизованную плазму тлеющего разряда, в которой уже имеются химически активные радикалы.

На рис. 6 видно, что в момент времени t1 искровой разряд возник на секции А1, и в данный момент основная доля тока практически полностью перехватывается этой секцией. Однако непосредственно перед моментом t1 ток протекал как на секцию А1, так и на секцию А2. Это еще раз подтверждает факт, что перед искровым пробоем (переходом тлеющего разряда в искру) в промежутке имелся канал разряда типа тлеющего с током около 0.1 А и диаметром около 1 мм и фоновая плазма, заполняющая анодную полость.

Возникающий искровой канал дает кратковременный (около 100 нс) всплеск тока на уровне нескольких ампер. Далее плазма искрового канала распадается и разряд вновь переходит в тлеющий.

Рис. 5. Принцип работы нестационарного Рис. 6. Метод регистрации свечения разряда с плазмотрона (а) совместно с фотографиями факела применением CCD камеры (а). Осциллограммы при разряде в воздухе (б) и в смеси пропан-воздух напряжения на разрядном промежутке и токов на (с). Принцип устройства двухсекционного секции А1 и А2 плазмотрона (б) совместно с плазмотрона (г). 1 — катод; 2 — анод; 3 — поток фотографиями выходного сопла и свечения разряда газа; 4 — искровой канал, возникающий при первом (г). V0 = 3.0 кВ, Rb = 13.6 кОм, C = 300 пФ. Поток Фотография на рис. 6 (в) показывает, что место привязки канала тлеющего разряда (анодное пятно) перемещается по поверхности анода под действием потока газа. В момент t2 канал переходит с секции А1 на секцию А2. Движение анодного пятна происходит скачкообразно, что демонстрируется рядом ярких точек на поверхности. Длина столба тлеющего разряда увеличивается во времени, и падение напряжения на столбе возрастает (стадия от момента t1 до момента t3). При некотором напряжении на промежутке в момент t3 вновь наблюдается переход в искру и цикл повторяется.

В целом, описанный разряд имеет довольно сложную структуру, изменяющуюся во времени и в пространстве. Основную часть времени в анодной полости существует канал разряда типа тлеющего и слабо ионизованный факел, заполняющий полость анода и частично выходящий из полости. В некоторые моменты времени возникают случайные переходы разряда в искровой режим. В экспериментах наблюдалось два типа переходов:

завершенные переходы к искре и незавершенные. В первом случае в промежутке образуется высокопроводящий искровой канал, и емкость кабеля полностью разряжается через промежуток в колебательном режиме. Во втором случае образуется так называемый диффузный канал, проводимость которого выше проводимости столба тлеющего разряда, но еще не достигла проводимости искры. Здесь разрядка емкости кабеля сопровождается импульсом апериодического тока. Эксперименты показывают, что оба типа каналов способны эффективно инициировать процесс горения в топливно-воздушной смеси.

4. ОБЗОР РЕЗУЛЬТАТОВ НАУЧНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

4.1. ОТДЕЛ ИМПУЛЬСНОЙ ТЕХНИКИ (заведующий — академик РАН Б. М. Ковальчук) 4.1.1. Проведены испытания импульсного генератора на основе линейного трансформатора с вакуумной изоляцией вторичного витка. В рамках испытаний выполнена экспериментальная проверка возможности использования цилиндрического диода в режиме магнитной самоизоляции в качестве эквивалентной нагрузки со стабильным импедансом порядка единиц ом при напряжении до 450 кВ. В диоде с радиальными размерами ~10 см и межэлектродным зазором ~1.5 см получено стабильное сопротивление на уровне ~3 Ом в течение 200 нс. Анализ результатов показывает, что ток магнитной самоизоляции в диоде определяется предельным током.

Генератор напряжения в виде шести последовательно включенных ступеней LTD с воздушной изоляцией был создан в 2007 г. В 2008 г. выполнены испытания генератора при работе на электронный диод цилиндрической конфигурации. Конструкция диода показана на рис. 7. При использовании электронного диода с соотношением диаметров электродов 200 мм / 168 мм получено стабильное сопротивление диода Rd ~ 3 Ом в течение ~ 200 нс (рис. 8). Ток электронного пучка I1 нарастает за ~ 115 нс до величины 112 кА. Напряжение на диоде Ud достигает 370 кВ. Мощность пучка 41 ГВт, энергия в пучке 6.9 кДж. Эффективность передачи запасенной энергии в пучок реализована на уровне 75 %. Результаты измерения токов I1–I3 на анодном электроде вдоль области эмитирующей поверхности свидетельствуют о работе диода в режиме магнитной самоизоляции.

Рис. 9. Зависимости тока цилиндрического диода от напряжения, рассчитанные в приближении предельного тока (сплошные линии) и минимального тока (пунктирные линии). Соотношение диаметров электродов диода: 1 — 200/168, 2 — 200/129., — экспериментальные данные для диодов 200/168 и 200/ Анализ экспериментальных данных, полученных для диодов с соотношением диаметров электродов 200/168 и 200/129 показывает, что при напряжениях в диоде 250—450 кВ ток магнитной самоизоляции вакуумных линий определяется предельным током (рис. 9).

4.1.2. Проведены испытания модуля в составе пяти последовательно включенных ступеней LTDZ на резистивную нагрузку.

Схема эксперимента показана на рис. 10. В качестве нагрузки использовались жидкостных резисторов, заполненных водным раствором KBr и установленных равномерно вокруг оси сборки на радиусе 76.5 см. Эквивалентное сопротивление такой нагрузки составило 0.25 Ом, что в ~ 2 раза меньше согласованного значения.

Индуктивность нагрузки равна 20 нГн.

Рис. 10. Схема испытаний модуля из 5 ступеней LTDZ с резистивной нагрузкой 0.25 Ом На рис. 11 показаны характерные осциллограммы тока и напряжения на нагрузке в импульсе при зарядном напряжении 100 кВ. Ток достигает максимума, равного 1050 кА, за время ~105 нс при напряжении 260 кА, что соответствует мощности 273 ГВт.

В расчете с помощью программы PSPICE при данной нагрузке ток равняется 1150 кА при мощности 310 ГВт.

В данных испытаниях было выполнено около 500 импульсов, из которых около импульсов сделано при полном зарядном напряжении 100 кВ.

Рис. 11. Осциллограммы напряжения на нагрузке UL и тока в нагрузке IL 4.1.3. Разработан технический проект испытательного стенда для исследования генераторов с использованием ступеней линейного трансформатора с воздушной изоляцией с током ~ 1 МА. Изготовлен и смонтирован испытательный стенд в составе двух ступеней.

Испытательный стенд позволит получить информацию о переходном процессе разряда при включении 2, 4 или 8 трансформаторных ступеней на резистивную нагрузку, о распределении потерь энергии в элементах генератора, проверить технические решения, принятые в основных частях и системах генератора.

Анализ результатов позволит оценить перспективы использования генераторов данного типа для многомодульных установок.

Основные компоненты испытательного стенда: трансформаторная ступень, зарядное устройство, высоковольтная система синхронизации, генератор подмагничивания, система контроля и управления.

Характеристики разряда при работе на нагрузку в режиме получения максимальной мощности приведены в таблице.

Внешний вид стенда для испытания двух ступеней приведен на рис. 12.

Рис. 12. Общий вид испытательного стенда в составе двух ступеней 4.1.4. Исследовано проникновение магнитного поля в плазменную перемычку в коаксиальном размыкателе тока при амплитуде тока ~ 5 МА и времени нарастания ~ 1 мкс. Определены скорость движения токового слоя (20–30) см/мкс, ширина токового слоя ~ 2 см, плотность тока в слое (10–20) кА/см2 при первоначальной длине плазменной перемычки 20 см.

Эксперименты проведены на генераторе ГИТ-12. На центральном коллекторе устанавливался узел с плазменным размыкателем тока и нагрузкой. Его конструкция приведена на рис. 13. Размыкатель представлял собой отрезок коаксиала с диаметрами 370 мм/ 320 мм и длиной 230 мм. Переход к нагрузке выполнен радиальной линией с зазором 30 мм. В центре радиальной линии устанавливалась нагрузка в виде цилиндра диаметрами 100 мм или 30 мм. Инжекция плазмы осуществлялась с внешнего анодного электрода вдоль оси коаксиала. Плазменная оболочка формировалась 48 плазменными пушками, размещенными равномерно по азимуту на диаметре 350 мм на верхнем фланце камеры. При запуске плазменных пушек за 8 мкс до включения генератора Маркса вся межэлектродная область коаксиала протяженностью ~ 20 см от пушек до ограничительного кольца на аноде была заполнена плазмой. Выбранные условия эксперимента позволяли иметь при зарядном напряжении генератора Маркса 50 кВ амплитуду тока в размыкателе ~ 5 МА с фронтом ~ 1 мкс.

На аноде и катоде размещались магнитные зонды (B-dot) и оптические датчики для регистрации распределения магнитного поля и светового излучения во времени и по длине размыкателя.

PLASMA GUNS R

CATHODE MG

Рис. 13. Схема эксперимента. На блоке I показано размещение оптических датчиков 4.1.5. Разработан проект ускорителя электронов для возбуждения активной среды в оконечном каскаде петаваттного газового лазера. Изготовлены и монтируются основные узлы и элементы ускорителя.

Основные параметры ускорителя:

Объем газовой кюветы, в который инжектируется электронный пучок — 200 л, давление в кювете до 3 атм. Напряжение на электронном диоде 570—680 кВ, ток в диоде 285—225 кА. Время нарастания тока 140—115 нс. Максимальная мощность электронного пучка ~160 ГВт. Длительность импульса мощности на половине максимального значения 1/2~170 нс. Энергия в электронном пучке диода при уровне мощности не менее половины максимального значения — 22 кДж. Средняя удельная мощность ввода энергии в газ возбуждаемого объема при времени 1/2 с учетом потерь 50% энергии при выводе электронов из диода в газ 330 кВт/см3.

Запуск ускорителя запланирован на 2009 г.

4.1.6. Создан генератор, формирующий на нагрузке 50 Ом биполярный импульс длительностью 0.2 нс, с амплитудой ±(90—100) кВ и частотой следования импульсов частотой 100 Гц.

Высоковольтный импульс с амплитудой 180 кВ на согласованной нагрузке от генератора типа «СИНУС» поступает в формирователь биполярного импульса. Схема формирователя приведена на рис. 15. Промежуточная линия Т1 заряжается через разделительную индуктивность L и разряжается после срабатывания разрядника S1 через высокоомную линию FL2 на линию Т3. При зарядном напряжении на линии Т3, близком к максимальному, срабатывает разрядник S2 и линия Т3 разряжается на линию Т4, к выходу которой последовательно подключены линии Т5 и Т8. Выход линии Т5 нагружен на две высокоомные линии Т6 и Т7, а выход передающей линии Т8 соединен с нагрузкой R = 50 Ом. Разрядник S3 включается через время двойного пробега волны от срабатывания разрядника S2 по линии Т4. Объем формирователя заполнен азотом или водородом при давлении 100 ат. Осциллограммы формируемых импульсов в азоте и водороде приведены на рис. 16.

Рис. 16. Осциллограммы импульсов, формируемых при азотном и водородном заполнении разрядника 4.1.7 Разработан проект генератора импульсов тока для исследования электрического взрыва многопроволочных лайнеров в воде.

Технические характеристики генератора:

Емкость конденсаторной батареи 1,92 мкФ Генератор собран из 24 параллельно включённых конденсаторных блоков ёмкостью 80 нФ каждый со встроенными многоканальными многозазорными разрядниками атмосферного давления. Система регистрации генератора обеспечивает измерение тока генератора и напряжения на многопроволочном лайнере в процессе взрыва.

На рис. 17 приведены осциллограммы тока в контуре и напряжения на нагрузке при взрыве лайнера из 24 медных проводников диаметром 0,15 мм и длиной 4 см, расположенных на диаметре 20 мм.

Рис. 17. Осциллограммы тока в контуре и напряжения на нагрузке

4.2. ОТДЕЛ ФИЗИЧЕСКОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

(Заведующий д.ф.–м.н. В. В. Ростов) 4.2.1. Завершен цикл теоретических и экспериментальных исследований черенковского сверхизлучения в диапазонах частот от 3 до 38 ГГц в импульснопериодических режимах работы источников. Исследования позволили выявить условия для реализации экстремально высоких значений пиковой мощности микроволновых импульсов. Показано, что максимальные коэффициенты конверсии мощности достигаются при слабой дисперсии групповой скорости спектральных составляющих возбуждаемого импульса и ограничены, главным образом, конечным временем сохранения когерентности в электронном пучке. Основной механизм ограничения пиковой мощности сверхизлучения при наращивании мощности пучка связан с процессами остановки и отражения частиц интенсивными СВЧ полями.

После проведения комплекса численных и экспериментальных исследований в предыдущие годы в 2008 году были проанализированы полученные данные и проведено сопоставление теории и экспериментальных результатов. Развита модель ограничения пиковой мощности сверхизлучения в условиях достаточно сильного магнитного поля, в котором формируется и транспортируется электронный пучок. Последнее условие означает, что качество трубчатого электронного пучка с точки зрения скоростного и позиционного расслоения обеспечивает сохранение когерентности в электронном пучке в масштабе времени взаимодействия частиц и волны. Дополнительно в модели предполагается доминирующая роль полей синхронной пространственной гармоники на радиусе пучка вблизи металлической гофрированной поверхности по отношению к несинхронным полям. В такой упрощенной модели весьма продуктивным оказывается рассмотрение динамики частиц в системе отсчета, движущейся с начальной скоростью электронов. Учитывая осциллирующее с заданной частотой «зеркальное изображение»

электрона, ансамбль возбужденных осцилляторов представляет собой инвертированную среду частиц, как и в модели Дике (случай протяженной квантовой среды). Решетка поляризации наводится для групп частиц набегающей волной уже в начальной части импульса, то есть еще в достаточно малых полях. Поэтому в сопровождающей системе отсчета эти частицы имеют незначительную кинетическую энергию, но максимальную потенциальную энергию. Падая в потенциальную яму, в зависимости от ее глубины, частицы могут на дне ямы приобрести энергию близкую к кинетической энергии в лабораторной системе отсчета, что и соответствует режиму остановки частиц. Так как глубина потенциальной ямы пропорциональна квадрату параметра нелинейности, из закона сохранения энергии удается получить критические значения этого параметра, соответствующие глубокому торможению частиц. Данная модель (описана в опубликованной работе Rostov V. V., Yalandin M. I., and Mesyats G. A. Repetitive Production of Nanosecond Gigawatt Microwave Pulses // IEEE Transactions on Plasma Science.

– 2008. – Vol. 36. – No.3. – PP. 655–660.) согласуется с закономерностями, выявляемыми в численном и реальном экспериментах. Рис. 18 иллюстрирует картину, когда параметр нелинейности выше критической величины, и формируемый электромагнитный импульс по мере распространения справа налево нарастает по амплитуде лишь до некоторого сечения (около 20 см). С этого момента времени в пучке появляются медленные и отраженные частицы (а), при этом оставшаяся часть замедляющей системы до рефлектора как бы отключается от последующего энергообмена. Действительно, видно (б), что в сечении 20 см поток мощности электромагнитного поля остается с точностью до знака практически неизменным для падающего и отраженного сигналов.

Подобная динамика имеет место и в экспериментах, проявляясь в таких признаках, как динамическое нарастание импеданса вакуумного диода к концу импульса напряжения и ограничение амплитуд СВЧ импульсов независимо от наращивания мощности электронного пучка. Поэтому данный эффект можно использовать для стабилизации генерируемой мощности от импульса к импульсу.

4.2.2. Продолжены исследования по расширению полосы механической перестройки частоты генерации с помощью релятивистской лампы обратной волны с резонансным рефлектором. На основе полученных ранее знаний и в результате целенаправленной коррекции свойств электродинамической системы полоса перестройки частоты расширена как со стороны нижней границы, так и сверху. При этом численное значение полосы перестройки достигает 18%, что в 1,5 раза превосходит полученный ранее результат.

За основу была взята исследованная ранее конструкция СВЧ генератора, состоящая из замедляющей системы с увеличенным поперечным размером (превышающем в 1.5 раза длину волны излучения) и резонансным рефлектором, который обеспечивает отражение обратной волны и скоростную модуляции электронного потока. Смещение рабочей частоты генерации осуществляется за счёт механического перемещения рефлектора относительно входа в ЗС. Для транспортировки электронного пучка используется слабое магнитное поле (ниже области циклотронного поглощения встречной волны).

Коррекция электродинамической системы генератора заключалась в таком повышении степени неоднородности, которое позволило расширить полосу перестройки в сторону низких частот. Кроме этого, высокочастотная граница полосы перестройки смещена за счет отражений генерируемой мощности от выходной части. Данный прием особенно важен с точки зрения сокращения длительности переходного процесса при генерации вблизи высокочастотной границы полосы. В итоге показано, что за счёт сдвига рефлектора относительно ЗС генератора и выбора оптимальных режимов по ведущему магнитному полю может быть осуществлена плавная перестройка частоты генерации от 3.3 ГГц до 4.0 ГГц по уровню –3dB от значения мощности генерации 4.6 ГВт (рис. 19). Расчётный диапазон перестройки частоты составляет около 18%. В режиме с мощностью генерации 4.6 ГВт расчётная эффективность генератора составляет около 32%.

Рис. 19. Расчётные зависимости мощности генерации (P), частоты генерации (F) и оптимального значения магнитного поля (H) от расстояния между резонансным 4.2.3. Развернуты исследования двух типов нелинейных передающих линий в качестве преобразователей энергии высоковольтных импульсов в энергию импульсов с радиочастотным заполнением. В коаксиальной линии, содержащей периодическую последовательность газоразрядных зазоров, реализуется фазированный по ВЧ полю режим пробоя промежутков, а требуемое для пробоя время запаздывания согласовано с соответствующей задержкой волны из-за пространственной дисперсии. В коаксиальной линии с частичным заполнением ферритом в намагниченном состоянии обеспечивается временная дисперсия и отток энергии возбуждаемой ВЧ волны на частоте магнитной прецессии в направлении распространения ударного фронта. Предварительные эксперименты, проведенные без фильтрации ВЧ компоненты, указывают на возможность трансформации энергии с эффективностью порядка 10%.

Источники мощных импульсов высокочастотного излучения с несущими частотами порядка 1 ГГц востребованы для практических задач (например, тестирование электроники), и, по существу, слабо представлены генераторами на основе электронных пучков. С другой стороны, представляет интерес получение новых знаний о процессах возбуждения электромагнитных колебаний, имеющих место в нелинейных линиях.

Поэтому формируемое направление исследований представляется актуальным. К настоящему времени более продвинут в эксперименте второй вариант нелинейной линии, иллюстрируемый рисунками.

В эксперименте использовался высоковольтный генератор наносекундных импульсов (9 нс) с амплитудой до 300 кВ. Нелинейная передающая линия нагружалась длинной однородной коаксиальной линией с волновым сопротивлением 30 Ом и с резистивной нагрузкой на конце. На рис. 20 показана типичная форма сигнала с датчика вблизи оптимального поля намагничивания. Отмечено повышение эффективности трансформации энергии с ростом длины участка с ферритовым заполнением.

Максимальной длине 80 см соответствует КПД преобразования энергии порядка 10%. С повышением амплитуды импульса напряжения зарегистрировано линейное нарастание центральной частоты в спектре радиоимпульса. Рис. 21 показывает зависимость амплитуды ВЧ импульса от внешнего магнитного поля. При этом учтено также усредненное по времени относительное изменение спектральных компонент на основании зафиксированных цифровым осциллографом спектров.

4.2.4. Разработана концепция мультигигаватного виркатора дециметрового диапазона длин волн с радиальной инжекцией электронного пучка и электродинамической обратной связью. Проведено численное моделирование методом крупных частиц и оптимизация геометрии, в результате которых показана возможность реализации КПД до 30% в режиме одномодовой генерации ТЕМ волны.

Отличие данного виркатора от исследованной ранее конфигурации с планарной геометрией является сравнительно низкий рабочий импеданс вакуумного диода (около 20 Ом) при пониженной плотности тока с катода.

Ранее в ИСЭ СО РАН был исследован двухсекционный виркатор с планарной геометрией дециметрового диапазона с мощностью излучения 1—1.5 ГВт и эффективностью 5—6%. В экспериментах был реализован одномодовый режим генерации с высокой стабильностью частоты в течение импульса и возможностью ее механической перестройки до 15%. Исследования показали, что основными причинами, приводящими к ограничению мощности излучения и эффективности генерации в виркаторе, являются потери тока с фокусирующего электрода взрывоэмиссионного катода, неэффективное использование прошедшего за виртуальный катод модулированного тока пучка и вакуумный пробой электродинамической системы под действием интенсивных ВЧ полей.

Было сделано предположение, что преодолеть указанные проблемы в значительной мере можно путем снижения напряженности электрического поля на катоде и уровня ВЧ полей в электродинамической системе. В предложенной схеме коаксиального виркатора с радиальной инжекцией электронного пучка и электродинамической обратной связью (рис. 22), несмотря на больший требуемый ток пучка, поверхность эмиссии развита в большей степени. Электронный пучок со взрывоэмиссионного катода 1 ускоряется в радиальном направлении в зазоре 2 и через сетку инжектируется в модулирующий зазор виркатора 3. Далее модулированный пучок через сетку попадает в выходную секцию виркатора, где формируется виртуальный катод.

Механическая перестройка частоты излучения осуществляется согласованным изменением основных геометрических размеров электродинамической системы виркатора: расстояния А1 от середины пучка до короткозамыкающего поршня 4, расстояния А2 от середины пучка до края отверстия связи между основной и модулирующей секциями виркатора, размера отверстия связи (АС). Численное моделирование виркатора проводилось с использованием PIC-кода KARAT. В оптимальном режиме генерации при напряжении на катоде 700 кВ и токе в диоде 37 кА расчетная мощность излучения на частоте 2.2 ГГц составила 7.8 ГВт при КПД 30%.

Ширина полосы механической перестройки частоты генерации составила 20 %.

Рис. 23. Зависимость мощности выходного излучения, тока вакуумного диода и КПД генерации виркатора от величины зазора катод-анод при постоянном напряжении в диоде, равном 700 кВ

4.3. ОТДЕЛ ВЫСОКИХ ПЛОТНОСТЕЙ ЭНЕРГИИ

(заведующий чл.–корр. РАН Н. А. Ратахин) 4.3.1. На установке МИГ проведены экспериментальные исследования, направленные на создание источника излучения высокой яркости и проникающей способности для рентгеновской радиографии высокого пространственного и временного разрешения. Рассматривается возможность создания радиографического источника малых размеров на основе миниатюрного пинч-диода с применением плазменного прерывателя тока для уменьшения длительности и увеличения амплитуды импульса напряжения на диоде.

В эксперименте на сильноточном генераторе МИГ проведены исследования по формированию рентгеновского радиографического источника на основе планарного пинчдиода. Исходя из предпосылки, что уменьшение длительности импульса напряжения позволяет, потенциально, уменьшить размер источника излучения, и учитывая, что эффективность генерации излучения быстро растет с увеличением энергии электронов, в данной работе применялся плазменный прерыватель тока (ППТ) для уменьшения длительности и увеличения амплитуды импульса напряжения на диоде. Показано, что при инжекции в ППТ относительно малой массы плазмы, когда прерывание тока происходит около максимума напряжения в бегущей волне генератора, при относительно небольшом увеличении напряжения (по сравнению с напряжением в бегущей волне генератора) реализуются воспроизводимые от импульса к импульсу срабатывание прерывателя, пинчевание электронного пучка и импульсы излучения. На рис. 24 показаны осциллограммы активного делителя, магнитного зонда, p-i-n диода (слева) и напряжения на диоде (справа) для характерного импульса с малой инжектированной массой (диаметр катода 6 мм, межэлектродный зазор 3 мм, анод — сталь 2 мм).

При увеличении массы ППТ (при прерывании тока в конце импульса напряжения в бегущей волне) размеры источника излучения становятся порядка и более диаметра катода, а напряжение на диоде и мощность дозы становится не воспроизводимыми. Для понимания процессов в диоде в этом режиме необходимо проведение дальнейших исследований. На рис. 25 показаны осциллограмма активного делителя и напряжение на диоде, восстановленное по сигналу p-i-n диода для одного из импульсов с повышенной инжектированной массой (диаметр катода 4 мм, зазор 3 мм, анод — сталь 2 мм). Здесь прерывание происходит около максимума тока в накопителе.

4.3.2. В экспериментах на импульсном генераторе МИГ при времени нарастания тока 100 нс и амплитуде тока до 3 МА исследованы различные режимы взрыва проводников. Для режима скинирования тока получен критерий взрыва поверхности металлических проводников в сильных магнитных полях при скоростях нарастания индукции магнитного поля > 41013 Гс/с: взрыв поверхности проводников происходит тогда, когда поверхностная плотность магнитной энергии достигает значений равных 1.5—2 значениям плотности энергии сублимации металла при нормальных условиях.

Эксперименты по электрическому взрыву проводников (ЭВП) проводились на установке МИГ, электрическая мощность которой достигает двух тераватт. Нагрузка представляла собой либо металлические проволочки либо полые металлические трубки длиной 1—1.2 см, диаметр проволочек и толщина стенок трубок варьировались. Трубки или проволочки помещались между электродами генератора МИГ. Диагностика использованная в экспериментах включала в себя как электротехнические измерения тока и напряжения, так и измерения собственного излучения взрывающихся проводников с помощью вакуумных рентгеновских диодов (ВРД). Для анализа и интерпретации экспериментов проводилось численное моделирование взрыва алюминиевых и медных проводников с помощью компьютерной программы EXWIRE. Моделирование проводилось в рамках одномерного однотемпературного радиационномагнитогидродинамического (МРГД) приближения.

Для реализации различных режимов взрыва в экспериментах варьировались радиусы проводников и их толщины. Использовались следующие материалы и размеры проводников:

1) Режим равномерного распределения тока. Медная фольга толщиной 20 мкм, свернутая в цилиндр диаметром 1.5—2 мм. В данном случае толщина скин-слоя больше толщины фольги;

2) Режим скинирования тока. Сплошные медные цилиндры диаметром 2, 3 и 4 мм, толщина скин-слоя значительно меньше радиуса проводников;

3) Переходный режим. Медные и алюминиевые трубки диаметром 2 мм толщиной 100 мкм, стальные трубки диаметром 1.4 мм и толщиной 100 мкм, толщина скин-слоя сравнима с толщиной трубки.

Рис. 26. Экспериментальные значения плотности магнитной энергии на поверхности Сводные (для всех режимов) результаты экспериментов представлены на рис. 26. По результатам работы можно сделать следующие выводы:

В режиме однородного распределения тока для медных фольг при плотности тока до 8·108 А/см2 интеграл удельного действия к моменту взрыва с точностью не хуже 10% равен значению, полученному при умеренных плотностях тока.

В режиме скинирования тока при скоростях нарастания индукции магнитного поля 41013—1014 Гс/с взрыв поверхности проводников происходит в момент времени, когда поверхностная плотность магнитной энергии достигает значений равных 1.5— значениям плотности энергии сублимации соответствующего металла при нормальных условиях.

4.3.3. На импульсном генераторе МИГ проведены эксперименты с трехкольцевым большеплощадным вакуумным диодом. За счет согласования диода с генератором в энергию релятивистского электронного пучка удалось передать до 20 % от энергии, запасенной в первичном емкостном накопителе. Исследованы характеристики полученного трехкольцевого источника рентгеновского излучения с площадью облучения до 500 см2. Измерено и оптимизировано распределение энергии излучения по кольцам источника. Определена толщина танталовой фольговой мишени, оптимальная по флюэнсу излучения. Показана существенная роль поглощения излучения в материале мишени при регистрации излучения под большими углами к оси диода.

Эксперименты проводились с целью определения параметров разработанного на первом этапе проекта источника рентгеновского излучения для облучения объектов площадью ~ 500 см2 на основе трехкольцевого диода с ускоряющим напряжением ~500 кВ, током в диоде до 2 МА и длительностью импульса излучения на полувысоте ~ 65 нс. В ходе работы были исследованы следующие вопросы:

Достижение необходимой однородности флюенса рентгеновского излучения.

Однородность флюенса излучения по площади для многокольцевого источника главным образом зависит от распределения энергии рентгеновского излучения по кольцам. Для определения данного распределения был изготовлен блок рентгеновских коллиматоров, каждый из которых регистрировал излучение от выделенной области рентгеновского источника. На основании полученной информации была скорректирована конфигурация электронного диода, что позволило добиться оптимального распределения энергии излучения по кольцам источника и добиться неоднородности флюенса излучения 1:2 на площади в 500 см2.

Определение оптимальной толщины мишени. Сравнение проводилось по соотношению экспозиционных доз за танталовыми фольговыми мишенями с толщинами от 10 до 40 мкм в экспериментах с примерно одинаковыми параметрами электронного пучка. Максимальная доза рентгеновского излучения, а также максимальный флюенс излучения были получены за мишенью толщиной в 20 мкм.

Восстановление спектров рентгеновского излучения для данных мишеней показало, что доля квантов с энергиями до 100 кэВ во флюенсе излучения существенно уменьшается при увеличении толщины мишени с 10 до 40 мкм.

Исследование параметров поля излучения при больших углах к оси диода, где существенную роль может играть поглощение излучения материалом мишени. Были проведены измерения экспозиционной дозы рентгеновского излучения по аксиальной координате на расстоянии 320 мм от оси диода. Полученные данные приведены на рис. 27 в сравнении с расчетными.

Рис. 27. Относительное распределение экспозиционной дозы по продольной координате при R=32 см Видно довольно значительное расхождение экспериментальных и расчетных доз при регистрации излучения на больших углах от оси диода, что может свидетельствовать о значительной роли поглощения излучения материалом мишени. Для уточнения роли поглощения излучения мишенью был проведен ряд экспериментов по определению спектров излучения на оси диода и под углом 70 градусов к оси диода. Полученные спектры приведены на рис. 28. Значительное расхождение спектров излучения на оси и под углом 70 градусов к мишени в области низкоэнергетичных квантов свидетельствует о значительном поглощении мишенью данной группы квантов. Расчеты показали, что такое поглощение приводит к уменьшению флюенса энергии, переносимого квантами с энергиями h 100 кэВ, с 46% на оси диода до 37% под углом 70 градусов от оси диода.

Спектральная плотность N/МэВ 4.3.4. Проведены экспериментальные исследования процесса образования страт в режиме быстрого электрического взрыва проводников, при плотностях тока 1·108 — 1.4·108 А/см2. Для наблюдения страт использовалось мягкое рентгеновское излучение, образующееся в горячей точке Х-пинча. Показано, что страты образуются на начальной стадии взрыва, то есть на стадии нагрева металла. Из анализа результатов экспериментов следует, что наиболее вероятная причина возникновения страт — развитие перегревных неустойчивостей, развивающихся как следствие роста удельного сопротивления металла при росте температуры.

Эксперименты по изучению процесса стратообразования при ЭВП проводились на экспериментальном комплексе состоящем из двух генераторов тока. Один из генераторов тока (WEG-1) обеспечивал взрыв микропроводников, в то время как второй генератор (радиограф XPG-1) использовался в диагностических целях. Целью экспериментов являлось получение экспериментальных данных о динамики развития стратифицированных структур образующихся при взрыве микропроводников. Из дальнейшего сравнения полученных экспериментальных данных с результатами теоретического моделирования необходимо было выяснить причину возникновения страт.

Рентгеновский радиограф XPG-1 выполнен на основе генератора тока, состоящего из четырех конденсаторно-коммутаторных сборок емкостью 0.25 мкФ каждая. Ток генератора на нагрузку в виде Х-пинча (четыре вольфрамовых проводника диаметром 13 мкм) составлял 215 кА. С помощью излучения, формируемого в блоке нагрузки генератора XPG-1, регистрировалось пространственное изображение взрываемого проводника.

Взрыв проводника на генераторе тока WEG-1 осуществлялся в двух режимах: без обрыва тока через проводник и с обрывом тока. В эксперименте использовались алюминиевые микропроводники диаметром 20, 35, и 50 мкм при плотностях тока 1·108 — 1.4·108 А/см2. Все изображения были получены при помощи излучения лежащего в диапазоне 0.7—1.7 кэВ.

Рис. 29. Типичные изображения взрывающегося алюминиевого проводника:

В ходе экспериментов было установлено, что страты образуются на начальной стадии взрыва, то есть на стадии нагрева металла. После завершения процесса ввода энергии в вещество проволочки средняя длина волны страт составляла 5—8 мкм и не зависела (в пределах экспериментальной погрешности) от начального диаметра проводника. При разлете проводника средняя длина волны страт увеличивается с течением времени.

Скорость разлета плотного керна взорванной проволочки составляла в нашем случае (0.9—1.5)105 cм/с, сам разлет носит адиабатический характер. Из анализа результатов экспериментов следует что наиболее вероятная причина возникновения страт – развитие перегревных неустойчивостей, развивающихся как следствие роста удельного сопротивления металла с ростом температуры. Об этом свидетельствует как совпадение измеренной в экспериментах начальной длины волны страт с характерным размером перегревных неустойчивостей, оцененных с помощью теории малых возмущений, так и превышение времени взрыва над характерными временами развития перегревных неустойчивостей, оцененных с помощью той же теории.

4.3.5. Создан малогабаритный импульсный генератор с габаритами 45х45х30 см и весом 70 кг, обеспечивающий максимальный ток 300 кА с временем нарастания нс. На основе этого генератора и Х-пинча реализован диагностический комплекс для рентгеновского (в диапазоне энергий квантов h 0.7—15 кэВ) зондирования плазменных объектов с пространственным разрешением 7 мкм и временным разрешением 1—2 нс. Компактность и транспортабельность комплекса позволяет использовать его при проведении экспериментов в различных лабораториях.

Рентгенография короткоживущих объектов излучением Х-пинча является новым перспективным направлением в диагностике. Высокое пространственное (до десятых долей мкм) и временное разрешение (до 0.1 нс), достижимое при использовании Х-пинча, является чрезвычайно интересным для исследований быстропротекающих процессов, а так же изучения поведения вещества, находящегося в экстремальных состояниях. Х-пинч представляет собой две или более скрещенные проволочки (диаметр проволочек до 30 мкм), взрываемых под действием протекающего через них тока. Сканирующее излучение генерируется в плотной высокотемпературной плазме (до нескольких кэВ), возникающей в месте перекрещивания проволочек. Основные требования, предъявляемые к генератору, используемому для создания X-пинча: амплитуда тока 150—300 кА;

скорость нарастания тока 1—2 кА/нс.

Создан компактный импульсный генератор МГ с амплитудой тока до 300 кА и временем его нарастания 200 нс. Генератор тока состоит из четырех конденсаторнокоммутаторных сборок. Каждая сборка скомпонована из конденсатора емкостью 0.25 мкФ и коммутатора на 50 кВ, расположенного внутри конденсатора, что обеспечивает низкую индуктивность сборки. Импульсный генератор тока имеет следующие параметры: емкость конденсаторной батареи 1 мкФ; зарядное напряжение 50 кВ; энергозапас конденсаторной батареи 1 кДж; индуктивность конденсаторной батареи 7 нГн; габариты 45х45х30 см; вес 70 кг. Общая индуктивность генератора при работе на эквивалентную нагрузку составила 15—17 нГн. Эффективность передачи энергии из конденсаторной батареи в магнитную энергию составила ~ 70%.

Рис. 30. Внешний вид малогабаритного генератора, рентгенографические изображения: а — алюминиевой полой трубочки диаметром 1.8 мм и толщиной стенки 100 мкм с увеличением х1.5 в диапазоне спектра выше 10 кэВ, б — вольфрамовой нити диаметром 6 мкм с увеличением х20 в диапазоне спектра выше 1 кэВ, в — сибирского клеща в спектральном диапазоне 3—5 кэВ, г — мухи в спектральном диапазоне 3—5 кэВ Проведенные эксперименты с нагрузкой в виде Х-пинча продемонстрировали возможность получения теневых снимков с длительностью экспозиции 1—2 нс и пространственным разрешением 7 мкм в спектральном диапазоне выше 0.7 кэВ. На рис. 30 показаны внешний вид генератора (слева) и ряд теневых снимков статичных объектов, полученных с помощью Х-пинча из вольфрамовых проводников. При использовании других имевшихся в нашем распоряжении микропроводников существенного уменьшения размера зондирующего источника и улучшения пространственного разрешения достигнуто не было. Кроме того, для реализации разработанной схемы зондирования необходимо использование квантов с энергией 0. кэВ и существенное снижение доли жесткой (> 1 кэВ) компоненты спектра излучения, однако, именно в последние годы в России прекращен выпуск фотопленок (УФШ-С, УФ-4), чувствительных в данной области спектра. В связи с этим, эксперименты по зондированию плазмы вакуумных разрядов оказались нецелесообразными. В сложившейся ситуации созданный диагностический комплекс был использован для зондирования плазмы взрывающихся в вакууме проводников.

Рис.6 Типичные изображения взрывающегося проводника с начальным диаметром 20 Рис. 31. Теневые изображения взрывающегося алюминиевого проводника с начальным диаметром 20 мкм в различные моменты времени от начала тока.

Были проведены экспериментальные исследования процесса образования страт в режиме быстрого электрического взрыва проводников, при плотностях тока (1—1.4)·108 А/см2. На рис. 31 показаны теневые снимки взрывающейся алюминиевой проволочки, полученные в спектральном диапазоне выше 0.7 кэВ. Для взрыва проводников использовался отдельный генератор с уровнем тока до 4 кА и времени его нарастания 500 нс, который синхронизовался с генератором МГ с помощью задающего импульсного блока с точностью до 50 нс. Показано, что страты образуются на начальной стадии взрыва, то есть на стадии нагрева металла. После завершения процесса ввода энергии в вещество проволочки средняя длина волны страт составляла 5—8 мкм и не зависела (в пределах экспериментальной погрешности) от начального диаметра проводника. При разлете проводника средняя длина волны страт увеличивается с течением времени. Скорость разлета плотного керна взорванной проволочки составляла в условиях эксперимента (0.9—1.5)105 cм/с, сам разлет носит адиабатический характер. Из анализа результатов экспериментов следует, что наиболее вероятная причина возникновения страт — развитие перегревных неустойчивостей, развивающихся как следствие роста удельного сопротивления металла с ростом температуры. Об этом свидетельствует как совпадение измеренной в экспериментах начальной длины волны страт с характерным размером перегревных неустойчивостей, оцененных с помощью теории малых возмущений, так и превышение времени взрыва над характерными временами развития перегревных неустойчивостей, оцененных с помощью той же теории.

4.3.6. На генераторе ГИТ-12 (амплитуда тока до 4.7 МА, фронт нарастания 1.7 мкс) проведены экспериментальные исследования динамики имплозии и излучательных характеристик планарных лайнеров. В экспериментах варьировались количество проводников в лайнере, их диаметр, расстояние между проводниками, и, следовательно, полная масса лайнера. В режиме с временем имплозии менее 1 мкс обнаружена тенденция к увеличению выхода излучения в К-линиях алюминия при уменьшении зазора между проводниками. Оптимальный зазор между проводниками составил 2 мм.

В ходе экспериментов варьировались начальные параметры лайнера, такие как диаметр проводников, количество проводников зазор между проводниками, полная масса и ширина лайнера. Однако, начальные параметры лайнера выбирались таким образом, чтобы обеспечить сжатие при одинаковом пиковом токе и времени имплозии лайнера, то есть энерговклад в плазму лайнера был примерно одинаков для всех конфигурации лайнера. Выбор начальных параметров лайнера проводился с помощью нульмерной модели динамики сжатия, которая предполагает равномерное (резистивное) деление токов между проводниками лайнера и неупругое соударение проводников в процессе имплозии.

Было показано, что разница между расчетным временем имплозии и экспериментальным временем имплозии не превышает 10%. Эксперименты проводились для двух режимов: с временем имплозии 1050 нс и временем имплозии 850 нс.

В режиме с временем имплозии 1050 нс выход излучения в К-линиях алюминия практически не зависит от начальных параметров лайнера. Максимальный выход излучения, зарегистрированный в экспериментах составляет 6.5 кДж/см при мощности излучения 200 ГВт/см. Особо необходимо отметить тот факт, что даже нагрузки с большой начальной массой, для которых рассчитанная величина составляет меньше единицы, обеспечили выход излучения в К-линиях алюминия на уровне 5.5 кДж/см.

В режиме с временем имплозии 850 нс наблюдается тенденция к увеличению выхода излучения в К-линиях алюминия при уменьшении зазора между проводниками для лайнеров, изготовленных из проводников диаметром 15 и 20 мкм. Экспериментальные данные по мощности излучения позволяют сделать заключение, что в условиях данного эксперимента оптимальный зазор между проводниками составляет 2 мм.

Выход излучения, кДж/см Рис. 32. Выход излучения в К-линиях алюминия в зависимости от массы лайнера для режима с временем 4.3.7. Разработана линейная теория развития перегревных неустойчивостей в процессе электрического взрыва проводников. Для двух случаев – с учетом и без учета движения – получены дисперсионные уравнения, описывающие связь между мгновенным инкрементом нарастания и аксиальной компонентой волнового вектора. Показано, что существуют три дестабилизирующих фактора, ведущих к развитию перегревных неустойчивостей: рост температуры; увеличение удельного сопротивления при росте температуры; увеличение удельного сопротивления при уменьшении плотности.

На основе метода теории малых возмущений проведен анализ роста перегревных неустойчивостей в процессе электрического взрыва проводников; сравнение времен их развития с временами развития винтовых МГД неустойчивостей. Показано, что:

- при ЭВП перегревные неустойчивости образуются всегда, независимо от режима взрыва;

- существуют три дестабилизирующих фактора, ведущих к развитию перегревных неустойчивостей: рост температуры; увеличение удельного сопротивления при росте температуры; увеличение удельного сопротивления при уменьшении плотности;

- для каждого металла существует пороговое значение плотности тока, ниже которого винтовые неустойчивости растут быстрее перегревных, а выше наоборот преобладают перегревные;

- для перегревных неустойчивостей характер зависимостей мгновенных инкрементов нарастания от волнового числа существенно различен в разных частях фазовой диаграммы;

- в однофазных областях зависимость мгновенных инкрементов нарастания от волнового числа во-первых, имеет максимум, во-вторых, существует минимальная длина волны, меньше которой происходит стабилизация за счет теплопроводности;

- в двухфазной области все моды неустойчивы;

- перегревные неустойчивости менее опасны, если в процессе взрыва траектория вещества не заходит двухфазную область;

- магнитогидродинамические расчеты позволяют определить длину волны наиболее быстрорастущей моды перегревной неустойчивости, в расчетах она составляет 1-20 мкм, что близко к экспериментальным значениям.

4.4. ЛАБОРАТОРИЯ ВАКУУМНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

(Заведующий к.ф.–м.н. А. В. Батраков) 4.4.1. Исследование предпробойной проводимости и пробоя вакуумных промежутков с электродами, подвергнутых комбинированной электронно-пучковой обработке в режиме формирования поверхностных сплавов контролируемого состава, с целью развития метода повышения электрической прочности вакуумной изоляции.

С целью повышения электрической прочности вакуумной изоляции промежутков с электродами, не обеспечивающими низкий уровень предпробойной проводимости и высокую электрическую прочность, осуществлена разработка и проверка метода обработки поверхности электродов путем их электронно-пучковой полировки в сочетании с формированием поверхностных сплавов. Метод был опробован на электродах, изготовленных их электротехнической меди, на поверхности которых формировалось медное покрытие, соединенное с основой через медно-никелевый сплав. Испытания на электрическую прочность промежутков с модифицированными электродами показали, что путем такой обработки достигается уровень электрической прочности, характерный для никеля и нержавеющей стали.

Наилучшие электроизоляционные характеристики вакуумных промежутков обеспечивают электроды, изготовленные из никеля и железоникелевых сплавов, к которым относится нержавеющая сталь. Однако на практике эти материалы не всегда могут быть использованы, поскольку они обладают относительно низкой электропроводностью и теплопроводностью. С другой стороны, используемая в таких случаях медь не обеспечивает низкий уровень предпробойной проводимости и высокую электрическую прочность вакуумной изоляции. Проблему удалось решить путем формирования на поверхности медных электродов медно-никелевого сплава с плавным переходом с плавным переходом концентрации элементов от поверхности к основе (рис. 33). Для формирования поверхностного сплава на медную поверхность наносилось никелевое покрытие, которое периодически сплавлялось с основой обработкой импульсным электронным пучков в режиме поверхностного плавления. Испытания на электрическую прочность проводились с использованием стандартного грозового импульса (1,2 мкс/50 мкс) в условиях высокого безмасляного вакуума. В результате испытаний была зафиксирована электрическая прочность вакуумной изоляции на уровне 0,65 МВ/см (рис. 34), что соответствует уровню, обеспечиваемому использованием электродов из нержавеющей стали в идентичных условиях проведения экспериментов (параметры испытательного импульса и предварительная электронно-пучковая обработка поверхности).

Рис. 33. Профили концентрации элементов по глубине в приповерхностном слое, достигнутые способом электронно-пучкового перемешивания предварительно нанесенного никелевого Рис. 34. Зависимость электрической прочности вакуумной изоляции от толщины медно-никелевого покрытия, формируемого на поверхности медных электродов Источники дополнительного финансирования работ в данном направлении: (1) государственный контракт № 02.516.11.6094, «Исследование возможности повышения энергоемкости ускорителей заряженных частиц и плазмы путем подавления электрического пробоя в вакууме», 2007 – 2008; (2) грант РФФИ № 08-08-99126-р_офи «Разработка комплексного метода электронно-пучковой полировки с возможностью формирования поверхностных сплавов», 2008.

4.4.2. Исследование возможности использования электронно-пучковой обработки электродов в режиме плавления поверхности в вакууме для повышения электрической прочности вакуумной изоляции в управляющих элементах ускорителей заряженных частиц. Была предпринята попытка улучшения электрической изоляции основного вакуумного промежутка дефлектора пучка высокоэнергетических ионов тяжелых металлов на ускорителе SIS-18 Общества исследования тяжелых ионов (GSI), Дармштадт, Германия, путем обработки поверхности катода из нержавеющей стали импульсным электронным пучком в режиме плавления тонкого поверхностного слоя. Испытания промежутка с обработанными катодами показали, что в результате обработки удается достичь 30 % повышения рабочих электрических полей на уровне напряжений до 100 кВ, что соответствует 10 % повышению на уровне напряжений до 300 кВ. Сравнительные эксперименты проводились с использованием катода, полированного традиционными методами механической обработки металлов. Несмотря на относительно небольшое повышение рабочих электрических полей, результат следует рассматривать как положительный, поскольку электронно-пучковая полировка позволяет исключить дорогостоящую ручную полировку, единственно используемую ранее по причине сложной формы катодов.

Для отклонения пучков заряженных частиц высоких энергий используются протяженные отклоняющие электростатические дефлекторы. При использовании таких дефлекторов ключевой проблемой является обеспечение высоких электрических полей и низких уровней предпробойных токов при длительно выдерживаемых постоянных напряжениях. Данная проблема традиционно решается путем использование алюминиевых катодов, покрытых толстым слоем оксида алюминия. Однако при работе ускорителя в нештатных ситуациях происходит сброс пучка на катод дефлектора и разрушения оксидного покрытия, что приводит к резкому падению электрической прочности отклоняющего промежутка и к необходимости остановки ускорителя.

Рис. 35. Сравнение электрической прочности вакуумной изоляции на постоянном напряжении для механически полированных (Polished) и обработанных электронным пучком (EBEST) катодов В качестве решения данной проблемы предполагается использование цельнометаллического катода из нержавеющей стали, предварительно обработанного импульсным электронным пучком в режиме поверхностного плавления. Для проверки возможности такой обработки применительно к катоду дефлектора были выполнены эксперименты по электрическому пробою на постоянном напряжении вакуумных промежутков, образованных электродами размером 110 мм на 140 мм. Электроды обрабатывались электронным пучком, диаметр которого составлял 80 мм, путем сканирования электродов под пучком. Испытания на электрическую прочность вакуумной изоляции показали, что такая обработка позволяет сократить процесс кондиционирования промежутка пробоями в 1,5—2 раза. При этом достигаемые электрические поля оказываются выше, чем в случае сравнительных экспериментов с механически полированными электродами (рис. 35). Результаты экспериментов позволяют сделать вывод о применимости метода электронно-пучковой обработки катодов дефлекторов пучка с целью улучшения вакуумной изоляции.

Источники дополнительного финансирования работ в данном направлении: (1).

государственный контракт № 02.516.11.6094, «Исследование возможности повышения энергоемкости ускорителей заряженных частиц и плазмы путем подавления электрического пробоя в вакууме», 2007—2008; (2). EU № 515876, акроним DIRACPHASE-1, название «Стадия 1 создания международного центра для антипротонных и ионных исследований (FAIR) в GSI, Дармштадт», 2005—2009, в рамках Шестой рамочной программы Европейского Союза по проведению научно-исследовательских работ.

4.4.3. Исследование ассистированного электронным пучком насыщения титановых сплавов кислородом. Обнаружен эффект ускоренного насыщения титанового сплава Ti-6Al-4V кислородом при отжиге в вакууме в условиях периодического облучения его поверхности интенсивным импульсным электронным пучком микросекундной длительности. Ускоренное насыщение кислородом способствует росту внутренних напряжений в материале, который, в свою очередь, приводит к фазовому превращению титана с образованием высокопрочной метастабильной омега-фазы. В результате появления этой фазы удается значительно повысить износостойкость титанового сплава.

Известно, что титан обладает высокой адсорбционной способностью по отношению ко многим газам, в частности к кислороду, особенно при повышенных температурах. Тем не менее, как показали проведенные исследования, эту способность можно интенсифицировать. Эксперименты по отжигу титанового сплава проводились в атмосфере аргоне при давлении 0,03 Па; перед напуском аргона камера откачивалась до давления 2,410-4 Па. Отжиг поводился в течение 15 мин. при температуре 823 К, причем для одной серии образцов одновременно с отжигом проводилось облучение поверхности титанового сплава импульсным электронным пучком типа «РИТМ» с энергией электронов 20—25 кэВ и длительностью импульса 2—3 мкс. Количество импульсов облучения равнялось 40. После отжига с помощью методов рентгеноструктурно анализа и ожеэлектронной спектроскопии проводились исследования образцов. На рис. 36 приведены профили распределения кислорода по глубине мишени из титанового сплава в исходном состоянии и после различных видов обработки. Видно, что если в исходном образце кислород присутствует до глубины 50 нм, то после отжига образец насыщается кислородом до глубины приблизительно 200 нм. Отжиг с одновременным облучением поверхности мишени электронным пучком заметно ускоряет процесс поглощения кислорода титановым сплавом: кислород присутствует на глубине более 300 нм, а его содержание составляет 6 ат.%. Таким образом, общее количество поглощенного кислорода при отжиге ассистированном электронным пучком, возрастает более чем в два раза. Причем, увеличение интенсивности поглощения кислорода титановым сплавом не связано с кратковременным существованием в приповерхностной области высоких температур, вызванных нагревом мишени электронным пучком. Это ясно видно из данных эксперимента, приведенных на рисунке, поскольку облучение при комнатной температуре приводит к удалению кислорода из приповерхностной области мишени, т.е.

очистке поверхности от растворенных атмосферных газов. Предположительно ускоренное насыщение титана кислородом связано с наличием в облученном материале большого количества дефектов и остаточных внутренних напряжений, которые и приводят к интенсификации процесса диффузии кислорода от поверхности вглубь материала.

Рис. 36. Распределение кислорода по глубине мишени для исходного, облученного и отожженного различными способами сплава Ti-6Al-4V Диффундируя вглубь материала кислород, в свою очередь, приводит к росту внутренних напряжений, которые способствуют протеканию в титане фазового превращения с образованием высокопрочной метастабильной омега-фазы. В результате появления этой фазы удается значительно повысить износостойкость титанового сплава.

Работа выполнена в рамках научного направления «Физика плазмы и управляемый термоядерный синтез» программы СО РАН «Физика низкотемпературной плазмы», проекта «Исследования воздействия низкотемпературной плазмы и ускоренных потоков заряженных частиц на твёрдые тела» при поддержке грантом РФФИ № 07-08-00709–а «Структурные и фазовые превращения в титановых сплавах при экстремально высоких скоростях нагрева и охлаждения».

4.4.4. Экспериментальные и теоретические исследования откольного разрушения в ультрамелкозернистом алюминии при воздействии наносекундного релятивистского электронного пучка. Проведены исследования по установлению закономерностей разрушения алюминия с крупнозернистой и ультрамелкозернистой структурами при воздействии наносекундного релятивистского сильноточного электронного пучка на ускорителе «СИНУС-7» и квазистатическом растяжении. Показано, что при обоих способах деформации независимо от размера зерен разрушение по деформационному и структурному признакам является вязким. На основании исследования поверхностей разрушения установлено, что при квазистатическом нагружении декогезия алюминия происходит путем сдвига, а при откольном разрушении – путем отрыва. На основании проведенных исследований определено, что откольная прочность ультрамелкозернистого алюминия оказывается ниже, чем крупнозернистого.

Эффективным способом повышения прочности металлических материалов является измельчение зерен до ультрамелкозернистого состояния. В результате формирования ультрамелкозернистой структуры удается в несколько раз увеличивать прочность технически чистых металлов при квазистатическом и циклическом нагружении. Что касается данных по прочности ультрамелкозернистых материалов при динамическом нагружении, то они весьма ограничены. Представляет интерес сравнить прочностные характеристики металлических материалов с крупнозернистой и ультрамелкозернистой структурами при квазистатическом (скорость деформации 10-3—10-5 с-1) и динамическом (скорость деформации 105—106 с-1) нагружении.

Динамическое нагружение мишени осуществлялось ударными волнами (амплитуда 2,5 ГПа), индуцируемыми релятивистским СЭП, который, в свою очередь, генерировался с помощью сильноточного ускорителя электронов «СИНУС-7» (энергия электронов до 1, МэВ, ток пучка до 25 кА, длительность импульса 50 нс).

В качестве материала мишени использовались алюминиевые образцы различной толщины с различной исходной зёренной структурой. Исследования деформационного поведения алюминия с крупнозернистой и ультрамелкозернистой структурой при квазистатическом нагружении показали, что в результате формирования ультрамелкозернистой структуры существенно повысились характеристики прочности.

При исходном среднем размере зерен 27 и 1,4 мкм предел текучести и предел прочности составляют, 69 и 84 (крупнозернистая) и 126 128 МПа (ультрамелкозернистая структура), соответственно, т.е. увеличились в 1,8 и 1,5 раза, соответственно. При этом разрушение по деформационному и структурному признакам является вязким. Экспериментальные данные свидетельствуют о том, что декогезия в зоне макролокализации пластической деформации полностью осуществляется сдвигом.

Исследования фрактограмм поверхностей откола, реализуемого при облучении алюминиевых образцов на ускорителе электронов «СИНУС-7» показали, что алюминий в крупнозернистом и ультрамелкозернистом состояниях также разрушается вязко. На поверхностях разрушения при обеих зеренных структурах наблюдаются близкие к равноосным ямки отрыва, то есть при переходе от квазистатического к динамическому нагружению изменяется характер декогезии материала со сдвига на отрыв.

Из сопоставления расчетов и экспериментальных данных установлено, что откольная прочность ультрамелкозернистого и крупнозернистого алюминия близки и ультрамелкозернистого материала немного ниже. Таким образом, у алюминия с крупнозернистой и ультрамелкозернистой структурами соотношение между пределами текучести при динамическом нагружении оказывается противоположным тому, что наблюдается при квазистатическом нагружении.

Особенности поведения ультрамелкозернистой структуры при динамической нагрузке проявляются и в наблюдаемой картине на поверхности разрушения. Во всех случаях разрушения распределение ямок отрыва по размерам является одномодальным, а при динамической нагружении ультрамелкозернистой структуры — бимодальным (см.

рис. 37). Объяснение такому поведению ультрамелкозернистой структуры пока не найдено.

Рис. 37. Распределение по размерам элементов откольного разрушения крупнозернистого (а) Работа выполнена в рамках научного направления «Физика плазмы и управляемый термоядерный синтез» программы СО РАН «Физика низкотемпературной плазмы», проекта «Исследования воздействия низкотемпературной плазмы и ускоренных потоков заряженных частиц на твёрдые тела» при поддержке грантом РФФИ № 06–08–00983–а «Закономерности и механизмы откольного разрушения высокопрочных ультрамелкозернистных металлов при воздействии наносекундного релятивистского сильноточного электронного пучка».

4.4.5. Экспериментальные зависимости распределения плотности энергии (тока) низкоэнергетического сильноточного электронного пучка, транспортируемого в протяженном плазменном канале, от различных факторов: исходного радиального профиля концентрации ионов в канале, напряженности ведущего магнитного поля, давления рабочего газа. Результаты численного моделирования процесса транспортировки и их сопоставление с экспериментом. С помощью секционированного калориметра исследовались распределения плотности энергии нерелятивистского (10—30 кэВ) сильноточного электронного пучка, транспортируемого в плазменном канале длиной десятки сантиметров. Установлено, что при увеличении тока отражательного разряда, посредством которого формируется плазменный канал, и напряженности внешнего ведущего магнитного поля однородность распределения плотности энергии улучшается. Проведено также численное моделирование процесса транспортировки пучка методом крупных частиц. Результаты моделирования коррелируют с экспериментальной зависимостью спада тока пучка с увеличением длины канала транспортировки.

В исследованиях, выполненных нами ранее, было установлено, что при транспортировке нерелятивистских (10—30 кэВ) сильноточных электронных пучков в плазменном канале наблюдается перераспределение плотности энергии потока в пользу приосевой области. Данный эффект связан с накоплением ионов в приосевой области пучка под действием радиального электрического поля, индуцируемого пучком на стадии нарастания тока. Для компенсации этого негативного эффекта было предложено искусственно понизить исходную концентрацию плазмы в приосевой области по сравнению с периферийной областью. Как показали наши предыдущие исследования, при формировании плазменного канала с помощью сильноточного отражательного разряда такое перераспределение концентрации плазмы в столбе можно осуществить путем увеличения тока разряда. В проведенных экспериментах исследовались распределения плотности энергии по сечению пучка, wb(r) которые, в конечном счете, подтвердили высказанную идею управления этим параметром.

На рис. 38. приведены характерные распределения wb(r) для двух значений амплитуды тока отражательного разряда. Видно, что с увеличением тока разряда однородность пучка существенно улучшается, что имеет большое значение для равномерности облучения мишеней формируемым в электронной пушке пучком.

Эксперименты показали также, что в малых магнитных полях (до 500 Э) однородность ухудшается, поскольку начинает сказываться сжатие пучка собственным магнитным полем, достигающим 400—600 Э. Давление рабочего газа в исследованном диапазоне (0,01—0,1 Па) существенного влияния на однородность пучка не оказывало.

Полученные ранее распределения плотности ионного тока насыщения по радиусу плазменного столба использовались как в вышеописанных экспериментах, так и в качестве исходных данных при численном моделировании методом крупных частиц процесса транспортировки сильноточного электронного пучка в плазменном канале. Здесь наиболее важной для нас является стадия нарастания тока, когда в пространстве дрейфа возникает некомпенсированный отрицательный объемный заряд вследствие инерционности процесса его нейтрализации. Под действием радиального электрического поля этого заряда происходит перераспределение плотности ионов по радиусу, а продольное электрическое поле фактически ограничивает ток пучка и скорость его нарастания.

Рис. 38. Распределения плотности энергии по сечению пучка для различных значений амплитуды тока отражательного разряда: (1) – 80 А, l =0,5 см; (2) – 150 А, l =0,5 см; (3) – 150 А, l = 8 см. Труба дрейфа диаметром 15,8 см со «ступенькой» (пристыкована к камере диаметром 40 см, l – расстояние от плоскости стыка до коллектора), U0 = 27 кВ, р = 0,07 Па, Н = 1,4 кЭ Один из результатов расчетов представлен на рис. 39. Видно, что с ростом z продольная скорость электронов спадает, причем в наибольшей мере для приосевых электронов. Это коррелирует с экспериментально наблюдаемым уменьшением тока пучка при увеличении длины канала транспортировки.

Рис. 39. Усредненная скорость электронов, находящихся на различных радиусах в зависимости от продольной координаты z: 1 – r0 =0.1 см, 2 – r0 =1 см, 3 – r0 =2 см, 4 – r0 =3 см. Гладкая труба дрейфа.

Скорость нарастания тока пучка - 81010 A/с. Н = 2 кЭ Работа выполнена в рамках научного направления “Физика плазмы и управляемый термоядерный синтез” программы СО РАН «Физика низкотемпературной плазмы», проекта «Низкотемпературная плазма сильноточных газовых и вакуумных разрядов и ее применение для генерации пучков электронов и ионов» и при поддержке гранта РФФИ № 06-02-96905-р_офи «Разработка методов управления параметрами низкоэнергетического сильноточного электронного пучка и создание на этой основе источника электронов нового поколения».

4.4.6. Закономерности поступления материала капель, эмитированных катодным пятном вакуумной дуги, в разрядный промежуток и роль испаряющихся капель в процессе генерации плазмы вакуумного дугового разряда и отражательного разряда с катодным пятном. В продолжение начатых ранее работ, направленных на интенсификацию испарение капель катодного материала в разрядной плазме при горении вакуумной дуги, создан и испытан вакуумно-дуговой источник металлической плазмы на основе сильноточного отражательного разряда, отличающийся более высокой энергоемкостью плазменного столба. Переход в килоамперный диапазон разрядных токов позволил увеличить концентрацию электронов на порядок величины (до 21014 см-3) в плазменном столбе существенно больших размеров по сравнению с использованным ранее. Достигнута доля ионного тока 16% от тока разряда, что вдвое превышает долю ионного тока в обычной вакуумной дуге. Плотность ионного тока в плазменном потоке достигает 20 А/см2, что обеспечивает скорость осаждения меди 1,5 нм за импульс (соответствует мгновенной скорости осаждения 2000 нм/с). Масс-энергетическими исследованиями установлено наличие в энергетическом спектре двух пиков. Положение первого пика соответствует энергетической группе ионов, обладающих небольшими начальными энергиями, положение высокоэнергетического пика соответствует группе ионов, ускоренных в области катодных пятен. Мы полагаем, что появление низкоэнергетической группы ионов вызвано испарением и последующей ионизацией паров материала капель электронами, осциллирующими в ячейке отражательного разряда.

Эмиссия большого количества капель микронных размеров является неотъемлемым свойством функционирующих катодных пятен вакуумной дуги, существенно ограничивающим область применения генераторов плазмы на основе дуговых разрядов в ионно-плазменных технологиях. Сепарация плазмы от капель с использованием криволинейных электрических и магнитных фильтров (плазмоводов) решает эту проблему радикальным образом, однако сопровождается значительными (не менее 70—80 %) потерями интенсивности плазменного потока в сепараторе. В лаборатории вакуумной электроники был предложен принципиально иной подход к проблеме избавления плазменного потока от капель – создание условий для интенсивного испарения капель в процессе их пролета через столб разрядной плазмы. Для достижения интенсивного испарения капель в плазме требуется формирование протяженного квазиоднородного плазменного столба с высокой энергоемкостью. Для увеличения энергоемкости плазмы вакуумной дуги предложено использовать электродную систему отражательного разряда (типа разряда Пеннинга), один из катодов которой является катодом вакуумной дуги, генерирующим плазму разряда, а второй катод является подложкой, на которую наносится металлическая пленка.

В 2007 году было установлено, что при токе дуги 150 А в объеме ячейки отражательного разряда электронная температура плазмы составила 8—10 эВ (~ 3,5 эВ при горении обычной дуги), а концентрация электронов (2—3)1013 см-3 (~ 41012 см-3 при горении обычной дуги). При этом оказалось, что переход от обычной дуги к отражательному режиму горения разряда приводит к снижению количества капель на выходе из плазменного столба в 3—20 раз (в зависимости от материала катода).

Дальнейшее повышение энергоемкости плазменного столба возможно путем существенного увеличения тока разряда. В 2008 году был создан экспериментальный макет сильноточного импульсного вакуумно-дугового источника плазмы на основе отражательного разряда и система электропитания источника, проведена оптимизация формы электродов разрядной ячейки и конфигурации магнитного поля в источнике с точки зрения получения максимальной интенсивности и однородности плазменного потока. Реализованы импульсы тока полусинусоидальной формы амплитудой до 5 кА и длительностью по основанию 750 мкс. Диаметр плазменного столба, сформированного в ячейке, составляет 7 см, длина (расстояние между катодами) может изменяться в диапазоне 15—25 см. При работе с катодом из меди получены следующие характеристики источника:

- плотность ионного тока насыщения, измеренная в плоскости второго катода, достигает 20 А/см2;

- радиальная однородность плотности ионного тока составляет 80 %;

- электронная температура и концентрация плазмы (в максимуме тока) составляют 6—8 эВ и (1-2)1014 см-3; соответственно;

- скорость осаждения меди на втором катоде, измеренная весовым методом, составила 1,5 нм за импульс, что соответствует мгновенной скорости осаждения Установлено, что полный (интегральный) ионный ток насыщения из плазмы на второй катод достигает 16 % по отношению к току разряда. Данная величина существенно превышает не только измеренную нами при меньших разрядных токах, но и величину полной доли ионного тока (8—12 %), характерную для обычных вакуумных дуг, измеренную другими авторами. Столь высокое значение доли ионного тока свидетельствуют как об эффективной фокусировке плазменного потока, генерируемого катодными пятнами, в направлении второго катода, так и о появлении дополнительного источника плазмы, сравнимого по интенсивности с катодными пятнами. Мы полагаем, что таким дополнительным источником плазмы могут быть испаряющиеся в полете микронные капли катодного материала.

Более достоверные сведения о вкладе испаряющихся капель в генерирование плазмы были получены путем исследования энергетического спектра ионов. Спектр ионов и их зарядовый состав изучались с использованием масс-энергоанализатора EQP HIDEN Analytical. Расстояние между дуговым катодом и расположенным по оси разряда входным электродом анализатора составляло 30 см. Катоды и вход анализатора находились под потенциалом земли, напряжение положительной полярности прикладывалось к аноду разрядной ячейки.

На рис. 40 приведены характерные распределения ионов по энергиям. По оси абсцисс отложена энергия, приходящаяся на единицу заряда.

Рис. 40. Распределение по энергиям ионов меди в плазменном потоке, формируемом в сильноточном вакуумно-дуговом испарителе. Амплитуда тока разряда 3,5 кА Для распределений характерна двухпиковая структура. Установлено, что положение первого пика не зависит от заряда ионов и соответствует напряжению горения разряда.

Это означает, что ионы данной энергетической группы основную часть энергии приобретают при прохождении разности потенциалов между плазмой и вторым катодом.

Это однозначно указывает на то, что первый пик энергетического распределения образован ионами плазменного столба, имеющими относительно невысокие скорости. Мы полагаем, что генерация низкоэнергетических ионов связана с ионизацией паров материала капель. Наличие высокоэнергетического пика в распределениях связано с генерацией высокоскоростных струй ионов катодными пятнами, функционирующими на первом катоде. Действительно, положение пика высокоэнергетической группы ионов соответствует известным энергиям ионов в катодных струях при учете дополнительного ускорения ионов в прикатодном слое второго катода.

Обращает на себя внимание тот факт, что относительная доля медленных ионов в распределениях ионов по энергиям возрастает с ростом заряда ионов. Качественно данный эффект можно объяснить тем, что медленные ионы, образованные из паров, относительно долго присутствуют в разрядном столбе в условиях эффективной ионизации осциллирующими электронами. Высокоскоростные же ионы катодных струй пролетают плазменный столб за относительно короткое время, поэтому эффективность их дополнительной ионизации значительно ниже.

Таким образом, испарение и последующая ионизация материала капель в протяженном столбе сильноточного отражательного разряда вносят значительный вклад в генерацию ионов и оказывают существенное влияние на зарядовый состав и энергетическое распределение ионов на выходе плазменного столба.

Работа выполнена в рамках научного направления «Физика плазмы и управляемый термоядерный синтез» программы СО РАН «Физика низкотемпературной плазмы», проекта «Низкотемпературная плазма сильноточных газовых и вакуумных разрядов и ее применение для генерации пучков электронов и ионов» и при поддержке грантов РФФИ № 06-02-17018 «Исследование динамики формирования капельных пятен в прикатодной области импульсного вакуумного разряда» и № 06-08-00684 «Исследование и разработка нового метода очистки плазмы вакуумной дуги от макрочастиц и создание на этой основе эффективного источника металлической плазмы для ионно-плазменных технологий».

4.5. ЛАБОРАТОРИЯ ПЛАЗМЕННЫХ ИСТОЧНИКОВ

(заведующий д.т.н. Е. М. Окс) 4.5.1. С использованием времяпролетной методики проведены исследования масс зарядового состава плазмы сильноточного импульсного магнетронного разряда в скрещенных ЕхH полях в плоско-параллельной геометрии электродов (плоский магнетрон). Выявлены условия перехода разряда в так называемый самораспыляемый режим горения, когда доля ионов металла материала катода в плазме становиться доминирующей, отслежена эволюция перехода в режим самораспыления и определены основные факторы обеспечивающие этот режим горения. (Работы выполнена совместно с группой применения плазмы Национальной лаборатории Лоуренса, г. Беркли, США) Интерес к сильноточному импульсному магнетронному разряду в скрещенных ЕхH полях в плоско-параллельной геометрии электродов (плоский магнетрон), горящему в парах материала распыляемого катода (так называемый режим самораспыления), обусловлен потребностью в технологических процессах нанесения особо чистых металлических пленок на поверхности различных изделий, включая низкотемпературные диэлектрики. Возможность существования самоподдерживающего режима горения разряда такого типа известна и сегодня он является объектом интенсивных исследований.

Особенность и новизна предлагаемого подхода в исследовании масс зарядового состава плазмы плоского магнетрона состояла в использовании для этих целей времяпролетного спектрометра, выгодно отличающего от других методов исследования не только достаточной точностью измерений, но в большей степени возможностью отслеживания эволюции масс зарядового состава плазмы в течение импульса.

Схема эксперимента представлена на рис. 41. Стандартный плоский магнетрон с током разряда в десятки ампер и длительностью импульса разряда 250 микросекунд конструктивно сочетался с ускоряюще-замедляющей системой формирования ионного пучка. Ускоренные ионы анализировались времяпролетным спектрометром в результате разделения по времени пролета в трубе дрейфа различных масс зарядовых состояний.

Рис. 41. Схема эксперимента. 1 – плоский магнетрон, 2 – экспандер, 3 – система извлечения ионов, 4 – вакуумная камера, 5 – затвор времяпролетного спектрометра, 6 – цилиндр Фарадея, 7 – источник питания импульсного магнетронного разряда, 8 – высоковольтный источник ускоряющего напряжения, Как показали эксперименты, переход из традиционного режима горения разряда в режим самораспыления сопровождается снижением напряжения горения разряда и исчезновением шумов на импульсе напряжения. При этом преобладающий в начале импульса газовым компонент плазмы замещается на 90—95% ионами метала материала катода плоского магнетрона. (рис. 42).

Рис. 42. Типичный масс-зарядовый состав плазмы магнетронного разряда в режиме самораспыления.

Ток разряда 60 А, длительность импульса 250 микросекунд, Катод –мишень из меди, рабочий газ аргон.

Переход в режим самораспыления определяется главным образом материалом катода.

С ростом тока разряда такой переход наступает раньше во времени. Все факторы, приводящие к росту напряжения горения, также способствуют переходу в режим самораспыления. Давление и род газа оказывают слабое влияние на такой переход.

Металлический компонент плазмы состоит главным образом из однозарядных ионов.

4.5.2. В результате исследований процессов генерации многозарядных ионов металлов в плазме сильноточной вакуумной дуги с током 1—15 кА и длительностью 1—10 мкс показано, что достигаемая кратность зарядовых состояний ионов, и, соответственно, величина средней зарядности ионов не монотонно зависит от скорости нарастания тока в импульсе (dI/dt), а определяется общей мощностью разряда (произведением тока разряда на напряжение горения). Повышение средней зарядности ионов в плазме с увеличением тока дуги ограничено резким возрастанием газоотделения с катода при достижении температуры поверхности катода, близкой к температуре его плавления. (Работа выполнена совместно с группой применения плазмы Национальной лаборатории Лоуренса, г. Беркли США).

Генерация сильноточных пучков многозарядных ионов важна как для фундаментального, так и для прикладного применения ионных источников. Ряд задач ядерной и атомной физики, таких, например, как синтез новых химических элементов, требуют, вследствие высокого энергетического порога ядерных реакций и низкого сечения процесса этих реакций, создания сильноточных пучков многозарядных ионов тяжелых элементов. Поскольку энергия ускоренных ионов возрастает с увеличением их заряда, а выход ядерных реакций пропорционален току пучка этих ионов, то проблема синтеза новых элементов напрямую связана с развитием сильноточных источников многозарядных ионов тяжелых элементов. В прикладных задачах обработки поверхности материалов ионными пучками увеличение зарядности ионов ведет к уменьшению ускоряющего напряжения и, следовательно, стоимости самих ускорителей, а так же к снижению генерации неиспользуемого тормозного рентгеновского излучения. Одним из перспективных методов получения пучков сильноточных многозарядных ионов является их генерация в сильноточных вакуумных дуговых разрядах длительностью в единицы микросекунд при амплитудном значении разрядного тока вплоть до десятков кА.

Схема эксперимента представлена на рис. 43. Вакуумный дуговой разряд инициировался между катодом и анодом при амплитуде разрядного импульса до 10 кА и полуширине на полувысоте импульса от 1.4 мкс до 7 мкс. Ионный пучок формировался при отборе и ускорении ионов напряжением 30 кВ в трехэлектродной многоапертурной ионно-оптической системе, а масс-зарядовый состав ионного пучка анализировался с помощью времяпролетного спектрометра.

В результате экспериментов было показано, что увеличение тока разряда и, соответственно, скорости нарастания тока в импульсе (dI/dt) для любых катодных материалов приводило сначала к увеличению, а затем к снижению доли высокозарядных ионов в пучке. При этом снижение зарядности соответствовало появлению в ионном пучке значительного количества ионов газовых примесей, даже при использовании безмаслянных и криогенных средств откачки при давлении в вакуумной камере 10-5 Па.

Детальные эксперименты показали, что эффект ограничения возрастания зарядности ионного пучка проявляется при достижении мощности в вакуумном дуговом разряде в единицы МВт (рис. 44) и связан с достижением катодной поверхностью температуры плавления в единичном импульсе.