Месяц Г.А. Импульсная энергетика и электроника

Подождите немного. Документ загружается.

520

Глава 25. Трубчатые электронные пучки

Для ограничения внешнего радиуса пучка перед электродинамической струк-

турой обычно устанавливают коллимирующие диафрагмы. Так как максимум

плотности тока находится внутри пучка (рис. 14), а на периферии плотность тока ]

низка, то обрезается малая часть тока пучка. Однако при этом на поверхности диа-

фрагмы за время < 1 мкс образуется плазма, которая может влиять на процесс ге-

нерации СВЧ-излучения. С помощью емкостных делителей напряжения, установ-

ленных за диафрагмой, определено [47], что от нее вдоль магнитного поля распо-

лагается область компенсации объемного заряда электронного пучка. Скорость

движения фронта, имеющего нулевой потенциал, возрастает с увеличением разно-

сти потенциалов между пучком и трубой дрейфа и может достигнуть > 1-Ю

см/с.

Наблюдаемое явление можно объяснить следующим образом. Между диафрагмой

и пучком вдоль оси системы имеется разность потенциалов, численно равная раз-

ности потенциалов между пучком и трубой дрейфа. Ионы диафрагменной плазмы

ускоряются этой разностью потенциалов вдоль магнитного поля и компенсируют

объемный заряд электронного пучка. При перекомпенсации электроны диафраг-

менной плазмы с тепловой скоростью примерно 1-Ю

см/с могут заполнить об-

ласть, занятую быстрыми ионами.

К рассмотрению ускорителей с использованием КДМИ мы перейдем при обсу-

ждении работы мощных релятивистских СВЧ-генераторов в главе 30.

Литература к главе 25

Бакшт Р.Б., Месяц Г.А.

Влияние поперечного магнитного поля на ток электронного пучка

в начальной стадии вакуумного разряда //

Изв.

вузов. Физика.

1970.

№

С. 144-146.

2. РпеАтап М,

Игу М.

Ргоёисйоп апё Росизт§ Ро\уег КеЫмзйс Аппи1аг Е1ес*гоп

Веат //

Кеу.

8сь1пзтип. 1970.

Уо1.

41, N 9.

Р.

1334-1335.

3. Релятивистские многоволновые СВЧ генераторы / С.П. Бугаев, В.И. Канавец, В.И. Ко-

шелев, В.А. Черепенин. Новосибирск: Наука, 1991.

С1озе

К.,

Ра1еузку

А., Веке/1 О. КжНайоп Меазигешеп! йот ап 1пуег1её Ке1а1тз1ю

Ма§пе1гоп //1.

Арр1.

РЬуз. 1983.

Уо1.

54, N 7.

Р.

4147-4151.

Эгегке Р., Е1скепЪег%ег

С.,

НитрНпез 8ис1ап К.

Ргоёисйоп оПп1епзе Рго1оп Р1ихез т а

МавпеИсаПу

1ш>и1а1её

ЭЫе //

1Ыё.

1976.

Уо1.

48, N

1. Р.

85-87.

ЬисккагЖ 8.С., РШзсктапп Н.Н.

Мюгозесопё-Ри1зе 1пзи1а1юп апё 1п1епзе 1оп Веат Оеп-

егайоп т а Ма§пе1юа11у 1пзи1а*её Уасиит Эюёе // Арр1. РЬуз. Ье«. 1977. УЫ. 30, N 4.

Р. 182-185.

Бакшаев

Ю.Л., Блинов

П.И., Долгачев Г.П., Скорюпин В.А.

Ускорение ионов в диоде с

магнитной изоляцией // Физика плазмы. 1979. Т. 5, вып.

С. 129-131.

Воронин

В.С.,

Лебедев А.Н.

Теория коаксиального высоковольтного диода с магнитной

изоляцией //

ЖТФ.

1973.

Т.

43, вып. 12. С. 2591-2598.

Ьоуе1асеЯ,

ОиЕ. ТЬеогу оГМа§пейс 1пзи1а*юп//

РЬуз. Р1шёз. 1974. Уо1.17,

N6.

Р.

1263-1268.

10.

Веке/1

С.,

ОггесИоузкг ТЛ.

Вег%егоп К.В.

Е1ес1гоп апё Р1азша Р1О\У Т а КЕ1А11У1З11С Эюёе

ЗиЩес^её 1о а Сгоззеё Ма§пе*ю Р1е1ё // Е1ес1гоп КезеагсЬ апё ТесЬпо1о§у: Ргос. 1п1егп.

Тор. Е1ес1гоп

СопГ.

Веат Яез. апё ТесЬпоЬ А1Ьияиегяие, 1975. Уо1.1.

Р.

303-345.

11.

ОггесНоУзШ ТЛ., Веке/г

О. Сштеп! Р1о\у т а №§Ь-УЫ1а§е Бюёе 8иЬ]ес1её 1о а Сгоззеё

Ма§пе1ю

Р1е1ё

// РЬуз. Р1шёз. 1976.

Уо1. 19,

N 1.

Р.

43-51.

12.

Горев В.В., Долгачев Г.И., Закатов Л.П.

и др. Динамика нарушения магнитной изоляции

электронного диода // Физика плазмы. 1985.

Т.

11, вып. 7. С. 782-786.

13.

Бурцев В.А., Василевский М.А., Гусев О.А.

и др. Ускоритель сильноточных электронных

пучков микросекундной длительности //

ПТЭ.

1979. № 5. С. 32-35.

Литература

главе 25

521

14.

МагПп Т.Н., С1агк К.8.

Ри1зеё Мюгозесопё Ш§Ь-Епег§у Е1ес1гоп Веат Ассе1ега1ог // Кеу.

8с1.1пзтш1. 1976.

Уо1.

47, N

4. Р.

46-463.

15.

Месяц Г.А.

Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.

16.

Ковалев Н.Ф., Нечаев

В.Е.,

Петелин М.И., Фукс М.И.

К вопросу о паразитных токах в

сильноточных диодах с магнитной изоляцией // Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3, вып. 9.

С. 413-416.

17. Бугаев С.П., Ким А.А.,

Климов

А.И.,

Кошелев В.И.

О механизме вакуумного пробоя и

разлета катодной плазмы вдоль магнитного поля в бесфольговых диодах // ЖТФ. 1980.

Т. 5, вып. 11. С. 2463-2465.

18.

Воронин

В.С., Захаров

С.М., Казанский

Л.Н., Пикуз

С.А.

Моноэнергетический сильно-

точный электронный пучок со стабилизированным током микросекундной длительно-

сти // Письма в ЖТФ. 1981. Т. 7, вып. 20. С. 1224-1227.

19.

Бастриков

А.Н., Бугаев СЛ., Киселев

И.Н.

и др. Формирование трубчатых микросе-

кундных электронных пучков при мегавольтных напряжениях на диоде // ЖТФ. 1988.

Т. 58, вып. 3. С. 483-488.

20.

Беломытцев

С.Я.,

Коровин С.Д., Месяц Г.А.

Эффект экранировки в сильноточных дио-

дах // Письма в ЖТФ. 1980.

Т.

6, вып. 18. С. 1089-1092.

21.

Ельчанинов

А.С., Загулов

Ф.Я., Коровин С.Д., Месяц Г.А.

О стабильности работы ваку-

умных диодов ускорителей сильноточных релятивистских электронных пучков // ЖТФ.

1981. Т. 51, вып. 5. С. 1005-1007.

22.

Месяц Г.А., Проскуровский Д.И.

Импульсный электрический разряд в вакууме. Новоси-

бирск: Наука, 1984.

23. Кошелев В.И. О разлете катодной плазмы в поперечном магнитном поле // Физика

плазмы. 1979. Т. 5, вып. 3. С. 698-701.

24. Горбачев С.И., Захаров С.М., Пикуз С.А., Романова В.М. С02-лазерная интерферомет-

рия взрывоэмиссионной плазмы в сильноточном микросекундном диоде // ЖТФ. 1984.

Т. 54, вып. 2. С. 399-401.

25. 8йппей КЖ, Ра1тег М., 8р1е1тап Я., Веп§1зоп К. 8та11 Сар Ма§пе1гс ЕхрептеШз

ш Ма§пейса11у 1пзи1а*е<1 Тгапзпшзюп Ыпез // Ргос. X 180Е1У. Со1итЫа (8С), 1982.

Р. 281-285.

26. 8йппе« К.\У., АИеп С.Я, Оау15 Н.Р. е! а1. Сайюёе Р1азта Рогтайоп т Ма§пе*юа11у

1шш1а*ес1

Тгапзпшзюп Ппез //

Ргос.

XI180Е1У. В., 1984.

Уо1.

Р.

397-400.

27. Бакшт

Р.Б.,

Бугаев С.П., Кошелев В.И., Месяц

Г.А. О

свойствах катодной плазмы в диоде

с магнитной изоляцией // Письма

ЖТФ. 1977.

Т.

3, вып. 13. С. 593-597.

28. Бакшт Р.Б, Кудинов А.П., Литвинов Е.А. Исследование некоторых характеристик плаз-

мы катодного факела //

ЖТФ.

1973.

Т.

43, вып. 1. С. 146-151.

29. Бугаев С.П., Ким А.А., Климов А.И., Кошелев В.И. О механизме распространения ка-

тодной плазмы поперек магнитного поля в бесфольговых диодах // Физика плазмы.

1981. Т. 7, вып. 3. С. 529-539.

30. Бугаев С.П., Ким А.А., Кошелев В.И., Хряпов П.А. Экспериментальное исследование

характера движения катодной плазмы поперек магнитного поля в диодах с магнитной

изоляцией // Там же. 1983.

Т.

9, вып. 6. С. 1287-1291.

31. Никонов А.Г., Ройфе И.М., Савельев Ю.М., Энгелько В.И. О работе диода с магнитной

изоляцией при большой длительности импульса //

ЖТФ.

1983.

Т.

7, вып. 4. С. 683-690.

32. Глейзер И.З., Диденко А.Н., Жерлицын А.Г. и др. Получение трубчатого релятивистско-

го электронного пучка в коаксиальной пушке с магнитной изоляцией // Письма в ЖТФ.

1975. Т. 1, вып. 10. С. 463-468.

33. Воронин В.С., Крастелев Е.Г., Лебедев А.Н., Яблоков Б.Н. О предельном токе релятиви-

стского электронного пучка

вакууме // Физика плазмы. 1978.

Т.

4, вып. 3. С. 604-610.

34. Месяц Г.А. Эктоны. В 3-х ч. Ч. 3. Эктоны в электрофизических устройствах. Екатерин-

бург: УИФ «Наука», 1994.

35. Нечаев В.Е., Фукс М.И. Формирование трубчатого электронного пучка релятивистских

электронов в системах с магнитной изоляцией: (Приближенный расчет) // ЖТФ. 1977.

Т.

47, вып. 11. С. 2347-2353.

522

Глава 25. Трубчатые электронные пучки

36.

Федосов А.И.

Электронные потоки в бесфольговых диодах и линиях с магнитной само-

изоляцией. Дис.... канд. физ.-мат. наук. Томск, 1982.

37.

Федосов

А.И.,

Литвинов

Е.А.,

Беломытцев С.Я.,

Бугаев

С.П.

К расчету характеристик

электронного пучка, формируемого в диоде с магнитной изоляцией // Изв. вузов.

Физика. 1977. № 10. С. 134-135.

38.

Фукс М.И.

Формирование сильноточного релятивистского электронного пучка в коакси-

альном диоде с магнитной изоляцией //

ЖТФ.

1982.

Т.

52, вып. 4. С. 675-679.

39. Зопез М.Е.,

ТИойе Ь.Е.

1п1епзе Агаш1аг Яе1а1тз*1С Е1ес1гоп Веаш ОепегаПоп т РоШезз

Бюёез // ].

Арр1.

РЬуз. 1980.

Уо1.

50, N 10. С. 5212-5214.

40.

Горшкова М.А., Ильин В.П., Нечаев В.Е.

и др. Структура сильноточного релятивистского

электронного пучка, формируемого коаксиальной пушкой с магнитной изоляцией //

ЖТФ. 1980.

Т.

50, вып. 1. С. 109-114.

41.

Болотов В.Е., Зайцев

Н.И,

Кораблев Г.С.

и др. Исследование возможности диагностики

сильноточных релятивистских пучков методом ионного тока // Письма в ЖТФ. 1980.

Т. 6, вып. 16. С. 1013-1016.

42.

8{гам

АС,

С1агк М.С.

Е1ес1гоп Веатз СепегаЫ т РоШезз Бюёез // ШЕЕ Тгапз. Р1азта

8с1. 1979.

Уо1.

26, N 3.

Р.

4202-4204.

43.

Долгачев

Г.Н,

Закатов Л.П.

О возможности увеличения длительности магнитной изо-

ляции // Письма в ЖТФ. 1983.

Т.

9, вып. 16. С. 964-967.

44.

Арцимович Л.А.

Управляемые термоядерные реакции. 2-е изд., перераб. М.: Физматгиз,

1963.

45. Ройфе ИМ.,

Стекольников

Б.А.,

Энгелько

В.И. Получение и исследование сильноточ-

ного электронного пучка микросекундной длительности // ЖТФ. 1976. Т. 46, вып. 12.

С. 2563-2576.

46.

Александров А.Ф., Воронков С.Н., Галузо С.Ю.

и др. Стабилизация диаметра трубчатого

РЭП микросекундной длительности с помощью импульсной магнитной компрессии //

Физика плазмы. 1988.

Т.

14, вып. 11. С. 1388-1392.

47. Зайцев

Н.И., Кораблев Г.С., Шемякин Б.П.

Элементы динамики катодной и коллектор-

ной плазмы в диоде с магнитной изоляцией // Там

же.

1981. Т. 7, вып. 3. С. 560-563.

Глава 26

ПЛОТНЫЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ

И ИХ ФОКУСИРОВКА

§ 26.1 Особенности работы диодов

В этой главе анализируются диоды, предназначенные для получения и фокуси-

ровки плотных сильноточных релятивистских электронных пучков (РЭП) с дли-

тельностью импульса *„< 10~

с. Обзоры исследований в этой области даны в [1-3].

Под плотными сильноточными РЭП мы понимаем такие пучки, ток которых огра-

ничивается их собственным магнитным полем. Это поле может быть использовано

для фокусировки самого пучка. На функционирование таких диодов большое

влияние оказывают слои катодной и анодной плазмы, причем в отличие от конст-

рукций, описанных в предыдущей главе, анодная плазма присутствует практически

всегда из-за большого потока энергии на анод.

Одной из особенностей таких пучков является большое электрическое поле

между электродами. Это приводит к тому, что создаются благоприятные условия

для появления на катоде большого числа эмиссионных центров и эктонов и обра-

зования однородного слоя катодной плазмы. Для получения прямоугольных им-

. пульсов необходимо иметь фронт импульса Ц <зс

/„>

т.е. /ф < 10~

с. Скорость рос-

та электрического поля в диоде обычно дЕШх« 11Н§<1« 10

В/с при напряжении

~ 10

и длине промежутка между катодом и анодом с/ «1 см. При столь боль-

ших С1Е/С11 нет необходимости в использовании многоострийных катодов. Для

получения большого числа эктонов обычно хватает микронеоднородностей по-

верхности самого катода. В качестве материала катода в таких диодах обычно

используют графит.

Если необходимо получать однородный сильноточный РЭП, то используют

сильное внешнее ведущее магнитное поле. В этом случае ток пучка целиком огра-

ничен полем пространственного заряда, а траектории электронов ортогональны

эквипотенциальным поверхностям в зазоре. Оценим, при каких условиях необхо-

димо учитывать собственное магнитное поле пучка.

Пусть имеется плоский диод с осесимметричным электронным пучком. Срав-

ним характерные силы (электрическую Р

и магнитную Р

), действующие на

электроны в диоде. Для оценки Р

полагаем, что радиус пучка К равен радиусу

524

Глава 26. Плотные электронные пучки

их фокусировка

(26.2)

области эмиссии, а плотность тока эмиссии определяется законом «степени 3/2»

для плоского диода. Тогда для границы пучка, где Р

имеет максимальное значе-

ние, получим:

еЦ_, _ 4 е*Ц*К .

й '

9 тсЧ

' Р

~9тсЧ'

К )

где II - напряжение, измеряемое в мегавольтах. При большом радиусе пучка по

сравнению с зазором диода отношение Г

/Г

значительно даже при нерелятивист-

ских напряжениях на диоде и, следовательно, влияние собственного магнитного

поля на структуру пучка становится существенным. Для релятивистских напряже-

ний на диоде воспользуемся выражением для плотности тока в неограниченном по

ширине плоском диоде в ультрарелятивистском случае. Тогда получим:

~ Л'

т.е. в релятивистском случае, чтобы обоснованно не учитывать влияние собствен-

ного магнитного поля пучка на движение электронов, необходимо иметь радиус

пучка намного меньше зазора диода. Из (1) следует, что при еШтс

сИК

проис-

ходит ограничение тока диода собственным магнитным полем пучка. В этом слу-

чае траектории электронов приобретают вид пересекающихся орбит, радиально

сходящихся к оси диода.

Кратко остановимся на роли анодной плазмы. Как было показано в главе 5, она

образуется вследствие бомбардировки пучком электронов поверхностного слоя

материала анода. В [3] определялся удельный вклад энергии, необходимой для по-

лучения слоя анодной плазмы в диоде, состоящем из плоских графитовых катода и

анода. Для этого экспериментально изучалась зависимость первеанса электронного

пучка от времени. По отклонению первеанса от теоретической зависимости, соот-

ветствующей закону «степени 3/2», определялся момент образования анодной

плазмы. Появление анодной плазмы также фиксируется по началу свечения анода,

которое наблюдается эопограммой [3]. Удельный вклад энергии электронного пуч-

ка в поверхностный слой графитового анода до этого момента составил примерно

0,4 кДж/г. Это на порядок ниже, чем необходимо для испарения слоя графита. Сле-

довательно, анодная плазма образовывалась из газов, поглощенных в графите.

В работе [4] с помощью различных прямых методик определялся удельный энер-

говклад для образования анодной плазмы у поверхности алюминия. Установлено,

что для десорбции и ионизации газов из поверхностного слоя материала анода

требуется энергия электронного пучка, равная 1-3 кДж/г. Анодная плазма состояла

в основном из ионов Н

, Щ и некоторого количества С

, С

, 0

, а также ионов

алюминия, появившихся в более поздние моменты (55-65 не), когда диод уже за-

корачивался плотной плазмой.

§ 26.2 Диоды с плоскими электродами

Рассмотрим вначале диоды без внешнего магнитного поля. Если диод образо-

ван круглыми плоскими анодом и катодом с радиусом Я и расстоянием между ни-

ми с1, то при условии неограниченной эмиссии катода и длительности импульса

«с Ш(у

+у

), где и

й - скорости катодной и анодной плазмы, ток I опреде-

26.2

Диоды с

плоскими электродами

525

ляется по закону «степени 3/2», который можно записать так:

^ _ л/2 тс

~~9

(26.3)

где тс

!е =17 кА.

Закон «степени 3/2» предполагает, что движение электронов в ускоряющем за-

зоре происходит по траекториям, ортогональным эквипотенциальным поверхно-

стям. Однако при е1Лтс

сИК

сила Лоренца, действующая на электроны, оказы-

вается сравнимой с электрической силой и собственное магнитное поле тока диода

начинает заметно искривлять траектории электронов на краю диода. В результате

зависимость тока от напряжения отклоняется от закона «степени 3/2». Оценку кри-

тического тока диода /кр, при котором это происходит, можно получить, приравни-

вая значение ларморовского радиуса электрона с энергией е11 к ширине зазора

где у - релятивистский фактор, выражен в килоамперах.

Имеется несколько моделей, в которых делается попытка дать объяснение это-

му эффекту при токе I > В парапотенциальной модели предполагается [2], что

электроны движутся вдоль конических потенциальных поверхностей с общей

вершиной в центре анода. Уравновешенность электрических и магнитных сил,

действующих на электрон, обусловливает парапотенциальность движения. При

этом ток электронов можно определить из формулы

Для этой модели обязательно предположение о приосевом токе электронов в

диоде. Другие подходы к определению тока релятивистских электронов в диоде с

сильным собственным магнитным полем развиты в [5-8]. В [6] на основе поло-

жений одножидкостной гидродинамики создана ламинарная теория диода, в ко-

торой нет необходимости делать какие-либо предположения о форме эквипотен-

циальных поверхностей и о существовании приосевого тока. Согласно этой тео-

рии, ток электронов

а диаметр их пучка на аноде уменьшается в у раз по сравнению с катодным. В [6]

для расчета тока выбрана геометрия диода, в которой ускорительный зазор увели-

чивается к краю катода. В таком диоде исключено пересечение траекторий элек-

тронов, что делает более обоснованным применение уравнений одножидкостной

гидродинамики для описания потока электронов. При у » 1 результаты [6] ближе

к парапотенциальной модели, чем

ламинарной.

В работе [1] проведено сравнение парапотенциальной и ламинарной теорий с

экспериментальными результатами. На рис. 1 представлено отношение тока //<? от

напряжения между электродами для данных, полученных на различных ускорите-

лях. Величина # = ЯШ называется аспектным отношением. В качестве тока I

брался амплитудный ток пучка. Напряжение ускорителей варьировалось в пределах

I] = 0,1-1,4 МВ, радиусы катодов 15-16 см, аспектное отношение д = 1,25-22,4.

(26.4)

(26.5)

(26.6)

526

Глава 26. Плотные электронные пучки

и их

фокусировка

гт 50

^ 30

0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6

V [МВ]

Рис. 26.1. Сравнение измеренных и теоретических значений тока диода. Измеренные значе-

ния тока I и напряжения

относятся к моменту максимума тока

(с11

= 0); точки - экспе-

римент: 1 - «8ЫАКК»; 2, 3 - «Р1МЬ»; 4, 9,

- «ОЖ-Н»; 5, 6 - «Р1Л.8ЕКАЕ>-738»; 7,8-

«ОАМВЬЕ-1»; линии - расчет /

пар

/д (7

пар

-- парапотенциальный ток, д - аспектное отноше-

ние). /

кр

/^ (7

кр

- критический ток); штриховая линия - ток по «ламинарной теории» -

ЛХ

В [9] исследованы вольт-амперные характеристики диодов с большим аспекг-

ным отношением на ускорителе «ОШ.-П». Для уменьшения влияния движения

плазмы на ток диода в рассматриваемой работе применялись относительно боль-

шие зазоры б/ - от 0,73 до 1,46 см. Использование катодов с углублением в цен-

тральной части радиусом Я, (рис. 2) способствует снижению влияния катодной

плазмы на работу диода.

Вольт-амперная характеристика таких диодов имеет четыре последователь-

ные фазы (рис. 3): 1) фаза ограниченной эмиссии /, когда ток в диоде близок к

нулю до тех пор, пока на катоде не образуется плазма; 2) фаза без пинчевания

пучка 77, когда ток диода приблизительно описывается законом «степени 3/2»;

3) фаза пинчевания электронного пучка /77, когда ток диода описывается прибли-

зительно выражением (5) для парапотенциального тока /

пар

; 4) фаза «закоротки»

диода IV, когда напряжение на диоде падает при растущем токе диода.

Рис. 26.2. Геометрия диода: а - плоский катод; б - конический катод; К - внешний радиус;

{

- радиус полости в катоде; 4о, 4 - зазоры

26.2

Диоды с

плоскими электродами

527

--У/

/чл /

II 'У х

гуг у*пар

/ V

Рис. 26.3. Изменение режима работы диода во времени Лщ - ток Чайлда-Ленгмюра, П -

переходная область. Штриховая линия - изменения тока и напряжения в одном импульсе

Результаты исследований [9] показали, что для фазы пинчевания ток диода

одинаков в случае как плоского (рис. 2, а), так и конического (рис. 2, б) катодов.

Если движением плазмы в ускоряющем промежутке можно пренебречь, то работа

диода с пинчеванием электронного пучка удовлетворительно описывается парапо-

тенциальной теорией.

Анодная плазма служит источником ускоренных ионов, ток которых тоже огра-

ничен пространственным зарядом. Пространственный заряд ионов нейтрализует

пространственный заряд электронов, а магнитное поле суммарного электронного и

ионного тока приводит к сильному пинчеванию электронного тока. При попадании

электронов в анодную плазму на них перестает действовать электрическая сила, и

электроны отражаются за счет магнитной силы из анодной плазмы обратно в сто-

рону катода. Расчет показывает, что в конце концов достигается стационарное со-

стояние, в котором электронный поток оказывается сфокусированным, а ионный

остается ламинарным [10].

Отношение ионного тока к электронному обратно пропорционально отноше-

нию средних времен, за которое ионы и электроны проходят через межэлекгрод-

ный промежуток. Поскольку характерная длина траектории электрона, пересе-

кающего промежуток, примерно равна радиусу диода К, а для ионов равна зазо-

ру

с1,

то при достаточно большом аспекгном отношении ионный ток может стать

больше электронного. Примером таких диодов, в которых ионный ток превышает

электронный, являются так называемые пинчрефлексные диоды, применяющиеся

для получения интенсивных ионных потоков [11].

Рассмотрим теперь работу диодов с внешним продольным магнитным полем.

Теория такого диода с плоскими круглыми электродами, помещенного во внешнее

продольное магнитное поле, дана в [2]. В случае сильного магнитного поля реали-

зуется релятивистское обобщение закона «степени 3/2» для тока вследствие замаг-

ниченности электронов. Их ток в диоде в отсутствие ионов с анода и внешнего

магнитного поля Н

, удовлетворяющего условию

528

Глава 26. Плотные электронные пучки

их фокусировка

имеет вид:

Лт>-

/-иф /(У).

2у[2

(у-1)

3/2

для у-1<с1,

для у»1.

(26.7)

(26.8)

Для электронного диода функция /(у) представлена на рис. 4 кривой 1. Для

случая, когда анод диода является источником ионов с «бесконечной» эмиссионной

способностью - кривой 2.

В [12] экспериментально исследовались вольт-амперные характеристики и рас-

пределение плотности тока сильноточного диода, помещенного в сильное внешнее

продольное магнитное поле. Использовался графитовый катод с плавно нарастаю-

щим по радиусу зазором й =

с!(г)

(рис. 5, штриховая кривая). Напряженность про-

дольного магнитного поля в диоде была равна

= 42 кГс, напряжение на диоде

в начале импульса II « 0,9 МВ, ток диода I « 30 кА. Максимальное отношение

/Н

0,07 (#

- собственное поле пучка). Распределения плотности тока по ра-

диусу представлены на рис. 5. Сплошной кривой показано распределение в

приближении плоского диода, т.е. для плотности тока электронов ]

~ \Ш

(г).

Видно, что экспериментальное распределение плотности тока отличается от этой

зависимости и наблюдается некоторый краевой эффект.

На рис. 6 показаны вольт-амперная характеристика диода в сравнении с теоре-

тическими кривыми для чисто электронного диода (сплошная кривая) и диода с

ионами (штриховая). Для сравнения экспериментов с теорией зависимость тока

пучка от напряжения представлялась в виде:

(26.9)

2е/(Щ

где а! - геометрический фактор, который определялся из условия совпадения 1

с теоретическим значением, вычисленным по формуле (7) при 11=

МВ (/ = 10 не).

0 0,4 0,8 1,2 1,6 2,0

г [см]

Рис.

26.4.

График функции /у)

Рис.

26.5.

Распределение плотности тока

электронов по радиусу пучка

26.3

Диоды с

ножевыми катодами

529

О 0,25 0,50 0,75 1,00

I] [МВ]

Рис. 26.6. Вольт-амперная характеристика релятивистского диода в сильном продольном

магнитном поле. Н

= 42 кГс (В

= 4,2 Тл), масштаб времени приближенный: 1 - г

= 1 см,

с/ =

0,5

см;

- г

= 2

см, с! =

1,0

см

Отметим, что штриховая кривая на рис. 6 построена в предположении, что плазма

на аноде обладала «бесконечной» эмиссией ионов. Видно, что в начале импульса

напряжения трк близок к теоретическому значению для чисто электронного диода,

а со временем все более приближается к линии, описывающей диод с ионами. Для

диода с плотностью тока у > 6 кА/см

(г

= 1 см, й = 0,5 см) переход на ветвь с ио-

нами наступает через

> 40 не после начала импульса напряжения, что соответст-

вует V » 0,45 МВ, а для диода с у « 1,5 кА/см

(г

= 2,0 см, й = 1,0 см) лишь при

*>50 не и I]« 0,2 МВ.

§ 26.3 Диоды с ножевыми катодами

Для получения электронных пучков с большой яркостью используют диоды с

ножевым катодом. Яркость пучка определяется из соотношения II//0

, где 0 - угло-

вой разброс электронов, у - плотность тока. Рассмотрим вначале работу таких дио-

дов с внешним магнитным полем.

На рис. 7 показана схема установки по генерации сильноточного тонкого дис-

кового РЭП в магнитном поле в диоде ускорителя «Урал», созданного в ИАЭ,

(У = 250 кВ, / =100 кА, / = 80 не) [13]. Для генерации РЭП использовался ножевой

катод, представляющий собой дисковое кольцо из нержавеющей стали с внутрен-

ним диаметром /)

= 14,0-14,4 см, внешним 18,4 см и тремя толщинами А

= 0,5;

1,0; 2,0 мм. Цилиндрическим анодом служила полоска фольги из нержавеющей

стали толщиной 0,2 мм, укрепленная на тонкостенном стакане из нержавеющей

стали и закрывавшая в нем круговую щель, через которую внутрь анодного стакана

могло проходить рентгеновское излучение, генерируемое электронным пучком на

аноде. Внутри анодного стакана, симметрично по обе стороны от круговой щели,

размещались катушки, создающие магнитное поле остроугольной геометрии. На

рис. 8 представлена зависимость импеданса диода 2 от времени и магнитного по-

ля. Видно, что 2 слабо зависит от поля Н

гк

34. Месяц Г. А.