Месяц Г.А. Импульсная энергетика и электроника

Подождите немного. Документ загружается.

540

Глава 26. Плотные электронные пучки

и их

фокусировка

пучком, недостаточна для испарения материала металлического анода. Предпола-

гается, что на движение электронов в диоде влияет поток ионов низкой плотности,

испускаемый анодной поверхностью, и что скорость схлопывания зависит от ско-

рости образования и движения этих ионов. Обнаружено, что скорость схлопывания

электронного пучка росла монотонно с ростом атомного номера материала поверх-

ностного слоя анода от МО

см

/с для углерода до 3,510

см

/с для тантала и золо-

та. Авторы [30] предполагают, что ионный поток, выходящий из анода, появляется

за счет ионизации газов, десорбируемых из материала анода вследствие нагрева

его электронным пучком. Газ за время примерно 1 не ионизируется как первичны-

ми электронами пучка, так и отраженными от анода. С увеличением атомного но-

мера материала анода его поверхностный слой нагревается быстрее, поскольку

удельные потери энергии электрона в веществе возрастают, что приводит к более

быстрой десорбции газа. Эксперименты на более мощном ускорителе «ОашЫе-П»

показали, что поверхностная скорость схлопывания пучка д(пК

)/Ж

росла моно-

тонно с током кольцевого электронного пучка, что соответствует представлениям о

природе схлопывания.

Таким образом, за схлопывание полого сильноточного электронного пучка и

образование плотного пинча, по мнению автора [30], ответственны поверхностный

нагрев анода, десорбция газа и образование потока ионов, направленного в сторо-

ну катода. Как показано в [31], наличие расширяющегося ионного слоя, отходяще-

го от поверхности анода, является необходимым и достаточным условием для об-

разования пинча путем схлопывания полого цилиндрического электронного пучка.

Согласно [31], динамика формирования плотного пинча на оси диода с полым ка-

тодом с коническим торцом, как и для сплошного круглого катода, выглядит сле-

дующим образом. В начале процесса, до появления анодной плазмы, в диоде на-

блюдается лишь ламинарный поток электронов, формируемый из катодной плазмы

и хорошо описываемый «ламинарной теорией» сильноточного диода [31]. Эта мо-

дель, как известно, предсказывает слабое поджатое электронного пучка и находит-

ся в соответствии с экспериментальными наблюдениями ранней фазы медленного

схлопывания полого пучка. В более поздней стадии под действием электронной

бомбардировки возникает анодная плазма. Электроны, входящие в ионный слой ее

границы под скользящим углом, будут отражены обратно в объем диода за счет

действия магнитного поля и снижения действия электрического поля. Отраженные

электроны будут двигаться радиально в сторону оси диода, пока не достигнут об-

ласти анода, где плазма отсутствует. Здесь возросший электронный поток бомбар-

дирует анод, образуя достаточно плотный ионный слой, обеспечивающий даль-

нейшее радиальное движение электронного потока. Формирование этого слоя про-

исходит за достаточно малый промежуток времени (около 1 не), что и объясняет

быстрое схлопывание электронного пучка, наблюдаемое в эксперименте. Посколь-

ку магнитное поле не оказывает влияния на образовавшиеся ионы, практически

эти ионы движутся в направлениях, параллельных оси диода, и ток ионов может

составлять заметную долю от полного тока диода. Отношение ионного тока к элек-

тронному и И

для условий стационарного течения электронов и ионов в диоде с

большим К/сЛ с сильным пинчеванием электронного пучка равно [1]:

/,. 1 К[

2(у-1)—

т.

(26.13)

Литература

главе

25 541

где

Ш[

- масса иона. Так, если ускоряемыми ионами являются протоны с энергией

ей = 2 МэВ и

К/с!

= 20, то /,//* = 0,65. В работе [32] сделан вывод, что для начала

фокусировки электронов на ось диода необходимо превышение не только тока

диода над критическим током (/ > 1щ)

но и некоторого критического уровня энер-

говклада в материал анода (300-450 Дж/г для меди и латуни и 450-650 Дж/г для

графита). Сравнивая вольт-амперные характеристики диодов на ускорителях

«Сате1» и «ОМ.-П», авторы делают вьюод, что наибольшее время существования

режима фокусировки достигается более ранним и одновременным выполнением

этих двух условий.

В заключение упомянем острую фокусировку сильноточного РЭП в диоде

мощного ускорителя «РКОТО-1» (V = 3 МВ, I = 800 кА, / = 24 не), полученную в

результате тщательной оптимизации формы и размеров катода с коническим тор-

цом [33]. Вывод этой работы состоит в том, что для получения высокой плотности

тока (>10 МА/см

) и высокоэффективной фокусировки необходимо использовать

минимально допустимые диаметр катода и длину зазора катод-анод за счет сниже-

ния уровня предымпульсного напряжения. Средняя плотность мощности элект-

ронного пучка в фокальном пятне достигала 10

Вт/см

Литература к главе 26

Тарумов

Э.З. Получение и фокусировка сильноточных релятивистских электронных

пучков

диодах // Генерация и фокусировка сильноточных релятивистских электронных

пучков / Л.И. Рудаков, М.В. Бабыкин, А.В. Гордеев, и др.; Под ред. Л.И. Рудакова. М.:

Энергоатомиздат, 1990. С. 122-181.

Гордеев А.В.

Теория сильноточных диодов // Там

же.

С. 182-192.

Месяц Г.А.

Эктоны. В 3 ч. Ч. 3. Эктоны в электрофизических устройствах. Екатерин-

бург: УИФ «Наука», 1994.

СоМзШп

8.А.

8м?а1п

О.Ж

НасИеу О.К.

Мгх

Ь.Р.

Апоёе р1азша апё &сизт§ т ПЕВ

ёюёез // Ргос. I Ыегп. Тор1са1 СопГ. Ро^ег Е1ес*гоп Веаш КезеагсЬ апё ТесЬпо1о§у.

А1Ьияиегяие, 1975.

Уо1. 1. Р.

262-283.

ОоШШп 8.А.

ВОУШЗОП

К.С., 8гатЫз

1С.,

Ьее К.

Росизеё-Р1о\у

Моёе!

оГКеЫмзйс

оёез //

РЬуз.

Кеу. Ье«. 1974.

Уо1.

33, N 25.

Р.

1471-1474.

Брейзман Б.Р., Рютов Д.Д.

К теории фокусировки релятивистского электронного пучка

в диоде //

Докл.

АН СССР. 1975.

Т.

225, № 6. С. 1308-1311.

7. Физика сильноточных релятивистских электронных пучков / А.А. Рухадзе, Л.С. Богдан-

кевич, С.Е. Росинский, В.Г. Рухлин. М.: Атомиздат, 1980.

ПсмМзоп

К.

С.

ТЬеогу

оГЫоппеи1га1

Р1азшаз. Ь.: Вещапил, 1974.

9. Эг Сариа М,

Сгеедоп

1, Ни#К. Ехрептеп1а1 1пуезй§а*юп оГ Ш§Ь-Сиггеп* Ке1а*Мз*1с

Е1ес*гоп

Р1о^ ш Эюёез //I.

Арр1.

РЬуз. 1976.

Уо1.

47, N 5.

Р.

1887-1896.

10.

Роикеу

ЗЖ Ъ < 1 О РтсЬеё Е1ес1гоп Эюёез // Ргос. I 1п1егп. Торюа1 СопГ. Ш§Ь Рошег

Е1ес1гоп апё

1оп

Веаш КезеагсЬ апё

ТесЬпо1о§у.

А1Ьияиегяие, 1975.

Уо1. 1. Р.

247-254.

11.

СоорегзШп

О.,

СоШзШп 8.А., МозНег И.

е!

а1.

Оепегайоп апё Госизт§

оГ

т*епзе юп

Ьеатз бот ртсЬеё-е1ес*гоп Ьеат ёюёез // Ргос. III 1п1:егп. Торюа1 СопГ. НщЬ Ро\уег

Е1ес1гоп апё

1оп

Веаш КезеагсЬ апё

ТесЬпо1о§у.

ЫоуозШкзк, 1979.

Уо1.

Р.

567-575.

12.

Аржанников

А.В.,

Койдан В.С.

Микроструктура электронного пучка и вольт-амперная

характеристика релятивистского диода в сильном магнитном поле. Новосибирск, 1980.

(Препр. ИЯФ СО АН СССР № 80-73).

13.

Бабыкин В.М., Рудаков Л.И.

Скорюпин В.А.

и др. Инерционный термоядерный синтез на

основе сильноточных генераторов РЭП // Физика

плазмы.

1982.

Т.

8, вып. 5. С. 901-914.

14.

Гордеев А.В.

О токе релятивистского ножевого диода в сильном продольном магнитном

поле // Письма

ЖТФ. 1987.

Т.

13, вып. 7. С. 410-417.

542

Глава 26. Плотные электронные пучки

их

фокусировка

15.

Игнатенко

В.П. Ионная компенсация пространственного заряда релятивистских пото-

ков электронов //

ЖТФ.

1962.

Т.

32, вып. 12. С. 1428-1432.

16.

Вагкег

Я. А,

СоШХет 8.А., Ьее К.Е.

Сошри1ег 8иш1а*юп оНп*епзе

Е1ес1гоп

Веат Оепегайоп

т а

НО11О\У

СаЛоёе ЭЫе

Ж' Метогапёит

Яер.

1980,

§ер1. 5,

N 4279.

17. Гордеев

А.В.,

Заживихин

В.В.,

Королев В.Д.

и др. Магнитная самоизоляция вакуумных

линий // Проблемы физики и техники наносекундных разрядов. Наносекундные гене-

раторы

пробой

распределенных

системах: Сб. докл.

М., 1982.

С.

91-111.

18.

8ап/огс1 Т.Ж.Ь.,

Ьее

А.Я., На1ЫегЬ

А. А.

еХ

а1. Е1ес*гоп

Р1О\У

апё 1трепёапсе

о?

ап 18-В1аёе

РгазШт Оюёе

Арр1. РЬуз. 1986.

Уо1.

59, N 11.

Р.

3868-3880.

19. 8еатеп АЕ,

Уап

БечеМег АР.,

АоНпзоп

В.Ь. е* а1. 8РЕЕЭ, а 2,5 Ьо\у 1треёапсе

Ри1зеё Ро^ег ЯезеагсЬ РасШ1у //

Ргос.

IV Ри1зеё Рошег

СопГ.

АШияиегяие, 1983.

Р.

68-70.

20.

МсС1епаИап С.Я., ВаскзХгот Я.С., ^и^п^ет

АР е!

а1. ЕШс1еп1

Ьо\у-1треёапсе Ш§Ь Рошег

Е1ес1гоп Веат Бюёе // Ргос. V 1п*егп. Торюа1 СопГ. Ш§Ь Ро^ег Е1ес1гоп апё 1оп Веат

КезеагсЬ апё

ТесЬпо1о§у.

8ап Ргапазсо, 1983.

Р.

147-150.

21.

Шаге К.> ЬоХег

Ж,

Моп1%отегу

М. е! а1. Вгетзз1гаЫипё 8оигсе Оеуе1ортеп1 оп В1аск

1аск 5' //

Ргос.

V ШЕЕ Ри1зеё Ро^ег

СопГ.

АгНп^оп, 1985.

Р.

118-121.

22. МОГГОУУ

П.Ь.у РЫШрз А.И., 8{гт%/1е1с1

Я.М. е* а1. Сопсеп1га*юп апё Ошёапсе

оГ

1п1;епзе

Ке1а*1У13*ю

Е1ес1гоп Веатз //Арр1. РЬуз. Ье«. 1971.

Уо1. 19,

N 10.

Р.

441^43.

23.

ВгасИеу Ь.Р.,

Кита С Ж. Ыеи&оп Ргоёисйоп апё СоИесйуе 1оп Ассе1ега*юп т а Ш§Ь-

Сиггеп*

Эюёе // РЬуз Кеу. Ье«. 1972.

Уо1.

29.

Р.

1441-1445.

24.

Мгх Ь.Р., КеИу А.С.

Кита

С. Ж. е* а1.

Но1о§гарЫс Меазигетеп1з оГ

1Ье

Р1азтаз т а НщЬ-

СиггеШ

Пе1ё Еппззюп Оюёе //1. Уасиит 8сь апё ТесЬпо1.1973. Уо1.10, N 6.

Р.

951-953.

25.

Роикеу А. Ж, Ргеетап А.К., Уопаз С.

8тш1а1юп оГКе1айу1з11С Е1ес1гоп Веат Эюёез // 1Ыё.

Р. 954-958.

26.

Аопаз

С. Е1ес1гоп Веат 1пёисеё

РеПе!

Ризюп // IV

Ыа*.

8сЬоо1 Р1азта РЬуз. Ыоуоз1Ыгзк,

1974. (8апё1аКер.; 8АШ-74-5367).

27.

Аопаз

С.,

РгезШсН К.К., Роикеу А. Ж

Ргеетап А.К.

Е1ес1гоп Веат Росизт§ Цзт^ Сиггеп!-

Саггут§ Р1азтаз т Ш§Ь у/у Эюёез //

РЬуз.

Кеу. Ье«. 1973.

Уо1. 30,

N 5. Р 164-167.

28.

Аопаз

С., Роикеу А Ж.,

РгезШсН К.К.

е! а1. Е1есйш Веат Росизт§ апё АррНсаПоп

Ри1зеё Ризюп //

Ыис1.

Ризюп. 1974. Уо1.14, N 5.

Р.

731-740.

29.

Роикеу А. Ж,

Тоер/ег

А.А.

ТЬеогу оГ 8ирегртсЬеё

Яе1а11у1зИс Е1ес1гоп

Веатз //

РЬуз.

Р1шёз.

1974.

Уо1.

7, N8.

Р.

1582-1591.

30. В1аи%гип% А.Е.,

СоорегзШп

С.,

СоШХет 8.А.

Ргосеззез

§оуеп11П§

ртсЬ Гогта^юп т

ё1оёез

Ргос. I 1тегп. Тор1са1 Соп^. Ро\уег Е1ес1гоп апё 1оп Веат КезеагсЬ апё ТесЬпо1о§у.

АШияиегяие,

1975. Уо1.1. Р.

233-246.

31.

Со1с1$(ет

8.А.,

Вам\<коп

К.С., Ьее К.,

8гатЫз

АС. ТЬеогу оГ Е1ес1гоп апё 1оп Р1О\У Т

Ке1а11У1з1ю

Эюёез //

1Ыё. Р.

218-232.

32.

Зрепзе Р., ТпеЬез

К., Сепиапо

К., РеШпеп И.

КЕВ Росизт§

1п Н1§Ь Азрес!

ЯаПо Бюёез //

1Ыё. Р.

346-363.

33.

Аопаз

С. Оеуе1ортеп*5 т 8апё1а ЬаЬога1опез РагИс1е Веат Риз10п Рго§гатте // Р1азта

РЬуз. апё

Соп1го1. Ыис1.

Риз10п Кез., Уюппа, 1АЕА, 1978: Ргос. УИ 1тегп. СопГ. 1ппзЬгиск,

1978.

УЫ.

Р.

125-133.

Глава 26

МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ПУЧКИ ионов

§ 27.1 Общие сведения

Физика и техника мощных импульсных источников ионов как самостоятельное

научное направление возникло в 70-х годах XX в. в результате развития импульсной

техники больших мощностей и соответственно ускорителей прямого действия, рабо-

тающих в нано- и микросекундном диапазоне длительностей. Большие достижения

этого направления были также обусловлены перспективами использования мощных

ионных пучков (МИГТ) для решения крупных физических задач: проблемы инерци-

ального термоядерного синтеза, получения мощных нейтронных вспышек, исследо-

вания поведения твердых сред в экстремальных условиях при взаимодействии с ни-

ми плотных МИЛ и т.д. Основные идеи получения МИЛ в основном аналогичны

тем, которые используются в обычных ионных источниках [1].

Для получения мощных пучков ионов используются два основных принципа.

Во-первых, это нагрев анода до образования плазмы током электронов с катода,

который обычно получается за счет взрывной эмиссии электронов [2], с после-

дующим извлечением ионов из этой плазмы. Во-вторых, это образование плазмы

на поверхности анода, например за счет разряда по поверхности диэлектрика в

вакууме, как это было предложено в [3].

За истекший период уровень мощности МИЛ сильно возрос, а диапазон уско-

ряемых ионов охватывает значительную часть Периодической системы элементов,

хотя основной объем экспериментов выполнен преимущественно на пучках прото-

нов и легких ионов. Если в первых экспериментах по генерации МИП мощность

ионного пучка составляла 610

Вт [4], то на уникальном термоядерном ускорителе

«РВРА-П» достигнута импульсная мощность ионного пучка порядка 10

Вт при

максимальных токе 2 МА и напряжении 5 МВ [5]. Естественно, что столь впечат-

ляющий прогресс является результатом большой экспериментальной и теоретиче-

ской работы многих ведущих лабораторий мира, нацеленных на развитие и моди-

фикацию всех узлов мощных импульсных ускорителей ионов, в том числе - пер-

вичных и промежуточных накопителей энергии, собственно ионных диодов,

источников анодной плазмы, коммутаторов, систем транспортировки МИП и т.д.

544

Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов

Известно, что если в диоде существует только электронный ток, а энергия

электронов на катоде равна нулю, то в нерелятивистском случае плотность тока ]

в диоде с плоскими электродами описывается формулой Чайлда-Ленгмюра (26.3).

Запишем эту формулу в другой форме:

л/г й

/((27Л)

где /

= т

!е = 17 кА, II = е1Лт

- относительная величина напряжения между

катодом и анодом, II - напряжение между катодом и анодом, с - скорость света,

и е - заряд и масса электрона, А - расстояние между катодом и анодом. Если в

диоде протекает только ионный ток, то его плотность X описывается выражением:

ЧЕ

Г \

1/2

гт

(27.2)

где г - заряд иона, т

и т

{

- соответственно массы электрона и иона. При проте-

кании в диоде биполярного потока, т.е. встречных потоков электронов и ионов, эти

токи увеличиваются в 1,86 раза по сравнению с током Чайлда-Ленгмюра.

Важной характеристикой ионного диода является эффективность преобразова-

ния энергии, поступающей в диод, в энергию пучка ионов, т.е. его коэффициент

полезного действия, который можно записать, как:

Ло • (27.3)

Л+Л

Оценки показывают, что при (7=10 величина г|

= 0,07, а при ^ = 100, г|

= 0,14.

Существенно увеличить г|

можно только при подавлении электронной компонен-

ты. При наличии стороннего источника ионов в ускоряющем зазоре диода этого

можно добиться уменьшением напряженности поля на поверхности катода, т.е.

подавлением режима взрывной электронной эмиссии. Такой подход интересен для

получения пучков электронов и ионов большой длительности. Соответствующие

диоды с малой напряженностью поля, как правило, имеют большие анод-катодные

зазоры, и длительность генерируемого ими пучка не ограничена временным ин-

тервалом перекрытия зазора анодной и катодной плазмой. В обычных вакуумных

диодах импульсных сильноточных ускорителей, работающих в нано- и микросе-

кундном диапазонах длительности импульсов с использованием явления взрывной

эмиссии, электронную компоненту подавляют несколькими методами, сущность

которых сводится к увеличению среднего времени пребывания электронов в про-

странстве между анодом и катодом (А-К-зазор). Действительно, пусть плазма ней-

трализована, т.е. ()

<2;

- равенство электронного и ионного пространственных

зарядов. Выражая ^

и & через 1

/У

и /,/ц, где 1

и /, - полный электронный

и ионный ток, У

и V; - средняя скорость пересечения А-К-зазора электронами и

ионами соответственно, отношение /,//«, можно записать в виде:

(27.4)

Здесь (

и - средние времена пребывания электронов и ионов в А-К-зазоре.

В зависимости от конкретной геометрии диодов и параметров ускорителей для

увеличения 1

используют: 1) многократное прохождение электронов через про-

§27.2 Диоды с

отражением электронов

пинч-диоды

545

зрачный для них анод; 2) внешнее или собственное магнитное поле, параллельное

поверхностям анода и катода, отсекающее поток электронов от анода. Системы,

использующие первый способ, называют рефлексными или отражательными сис-

темами, второй способ - магнито-изолированными и пинч-диодами.

§ 27.2 Диоды с отражением электронов и пинч-диоды

В отражательных системах (рис. 1) при выполнении определенных условий

многократные осцилляции электронов через анод из-за потерь энергии, рассеяния

по углу приводят к «размыванию» их энергии, как следствие - к эффективной ней-

трализации всего А-К-зазора и резкому возрастанию электронно-ионных потоков,

именуемому «коллапсом» импеданса диода. Как правило, это наблюдается на низ-

коимпедансных ускорителях при обеспечении критического числа осцилляций

электронов через анод и эффективного образования анодной плазмы в качестве

источника ионов [6]. Для диодных систем такого типа возможна работа и в слабо-

точном режиме (высокоомный генератор, неэффективная нейтрализация А-К-

зазора) без коллапса импеданса [7]. К числу общих характеристик систем с осцил-

ляциями электронов можно отнести следующие:

1. Источником ионов в отражательных системах, как правило, является плазма,

образующаяся на поверхности анода как в результате разогрева последнего осцил-

лирующими электронами, так и за счет электрического разряда по поверхности

диэлектрика.

2. На отражательную систему накладывается достаточно сильное продольное

магнитное поле (от одного до десяти килогаусс), подавляющее потери осцилли-

рующих электронов на анододержатель, индукцию которого можно оценить из

выражения [8]:

мин ^ • \А' •*>)

4ти/

Это определяет геометрию генерируемого отражательной системой ионного

пучка, так как последний выводится вдоль магнитного поля, вследствие чего фоку-

сировка МИЛ в непосредственной близости от отражательной системы становится

(б)

+ФА

Рис. 27.1. Схемы отражательных систем: а - симметричный двойной диод; б - тетрод; в -

асимметричный триод с неразрушаемым анодом; 1 -

пленка;

2 -

анод;

3 -

катод;

4 - метал-

лическая сетка

35. Месяц Г.А.

546 Глава

27.

Мощные

импульсные

пучки ионов

практически невозможной. Имеется ряд предположений по компрессии МИЛ с

помощью полого магнитного зеркала, короткой магнитной пробки с последующей

перезарядкой и баллистической фокусировкой [9, 10].

3. Как правило, однократный режим работы в связи с разрушением тонкого

анода. Этого недостатка лишены отдельные модификации отражательных систем,

использующих массивные неразрушаемые аноды [10], однако эффективность ука-

занных отражательных систем невелика (< 20%).

4. Эффективность генерации МИЛ в «классических» отражательных системах

не превышает 50-60%. Она может быть оценена из выражения [10]:

— ~0,5

г \

т,

(2п +1)

-1

(27.6)

где п - число осцилляции электронов через анод.

5. Отражательные системы генерируют МИЛ с большим энергетическим раз-

бросом. При этом вследствие коллективных эффектов (особенно в отражательных

системах с движущимся виртуальным катодом в случае реализации схемы газоди-

намического ускорения) в спектре присутствуют ионы с энергией, превышающей

рабочее напряжение в 2-5 раз и более, доля которых может составлять до несколь-

ких процентов интегрального числа ионов [10].

6. Углы половинной расходимости МИП, генерируемых в отражательных сис-

темах, существенно зависят от индукции ведущего магнитного поля, сорта ионов и

лежат в диапазоне единиц градусов (4-6°).

Пинч-диодами называются диоды с большим аспектным отношением Я

/с1, где

- радиус катода. В них используется пинчевание потока электронов, т.е. сильное

схождение электронов к оси диода из-за того, что в геометрии сходящегося потока

электронов время пересечения зазора между катодом и анодом и увеличивается

почти в раз по сравнению с плоским потоком электронов. В этом случае от-

ношение /,//

можно оценить как [10]:

2Ы

'•7 гЛ

1/2

2т,

(27.7)

Отсюда следует, что в радиалыю сходящемся потоке электронов величина /,//

может быть порядка единицы, а ионный ток составлять половину полного тока.

Значения полного тока пинч-диода могут быть определены по формуле для пара-

потенциального тока [12]:

/п=8,5у№1п[у + (у^1)1/2],

(27.8)

где у - релятивистский фактор. Как следует из формулы (8), уже для умеренных

значений у полный ток пинч-диода оказывается меньше, чем ток Чайлда-

Ленгмюра, и не подчиняется закону Чайлда-Ленгмюра. Это обусловлено самоог-

раничением тока из-за наличия собственных магнитных полей установившихся

потоков электронов и ионов.

§27.2 Диоды с

отражением электронов

пинч-диоды

547

Типичная конструкция низкоимпедансного диода, предназначенного для гене-

рации МИЛ, представлена на рис. 2. Для нее характерны применение полого коль-

цевого катода, обычно перекрытого тонкой пленкой, а также заполнение закатодно-

ш пространства нейтральным газом низкого давления (единицы паскалей) [13].

Как пленка, так и нейтральный газ обеспечивают токовую нейтрализацию ионного

пучка, стартующего с поверхности анода, в области закатоднош дрейфа, что по-

зволяет осуществить контролируемую баллистическую фокусировку МИЛ с ре-

зультирующими плотностями 7/>Ю

А/см

. В первом приближении отношение

/,//«, в пинч-диодах можно определить по формуле:

1 г Я (

и а

(217

)

1/2

, (27.9)

что при достаточно больших ША и II может составлять десятки процентов.

Сравнение экспериментальных результатов с оценками до формуле (9) показыва-

ет, что при использовании дополнительного тонкого анода, прозрачного для

электронов, выход ионов значительно выше оценки. Это обусловлено уменьше-

нием потерь электронного пучка на больших радиусах, имеющих место для

сплошного непрозрачного анода, результирующим увеличением плотности про-

странственного заряда в пинче, а также значительным возрастанием времени

нахождения электрона в А-К-зазоре благодаря многократным осцилляциям во-

круг тонкого анода. Механизм осцилляции в данном случае связан с собствен-

ным азимутальным магнитным полем диода, в отличие от осцилляции в отража-

тельных системах. Из имеющейся статистики по генерации МИЛ в такого типа

пинч-отражательных диодах на низкоимпедансных генераторах следует, что эф-

фективность ее растет в целом с увеличением мощности генератора. К приме-

ру, при генерации МИЛ в пинч-рефлексном диоде на генераторе «ОатЫе-И»

(7Г= 1,5 ТВт, 2

= 1 Ом, /

= 50 не) она составила 60%, на генераторе «Руйюп»

(Ж= 10 ТВт, 2

= 0,5 Ом, = 100 не) - 70, на генераторе «РВРА-1» (Ж= 15 ТВт,

18 модулей, 2

= 0,27 Ом, /

= 40 не) - 80% [13]. В последнем случае использо-

вался пинч-рефлексный диод типа бочонка с дополнительным анодом в виде ди-

электрической пленки, прозрачной для осциллирующего потока электронов, схо-

дящегося к экваториальной плоскости.

В связи с тем, что пинч-диоды работают без стороннего магнитного поля в так

называемом режиме самоизоляции, существенное влияние на характеристики ге-

нерируемых ими МИЛ могут оказывать такие факторы (особенно на тераваттном

уровне мощности), как собственное магнитное поле МИЛ, форма и поведение

анодной плазмы, движущейся к катоду. Именно неустойчивости ее поверхности

(плазменные выбросы) спустя 40-50 не приводят к значительному возрастанию

углов расходимости МИЛ [14].

К определенной модификации пинч-диодов может быть отнесен и «АМРРЮЫ»

(Аи*ота§пейс Р1азта РШед 1оп Бюс1е), исследованный как в классическом вариан-

те с анодом в форме сферического сектора, так и в форме бочонка при установке

на ускорителе «РВРА-1» [10]. В отличие от обычных пинч-диодов, «АМРРЮЫ»

обладает следующими характеристиками: 1) предварительное заполнение плазмой

А-К-зазора; 2) создание дополнительного собственного радиального магнитного

35*

548

Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов

А К К А

Экваториальный

пинч

Рис. 27.2. Низкоимпедансный ионный диод

типа «бочонок» с пинчеванием электронно-

го

тока

Рис. 27.3. Схема диода «АМРР1СЖ»: 1 -

электронный диод; 2 - спиральный катод;

3 - плазменные пушки;

- изолятор

поля, обеспечивающего постоянство полного поля по всей площади катода, что

достигается применением дополнительного спирального катода, включенного по-

следовательно в цепь полного тока (рис. 3). Этим достигается одинаковая скорость

эрозии плазмы при превышении критического тока и начале высоковольтной ста-

дии диода. «АМРР1СЖ» работает в режиме растущего импеданса, и, как показали

эксперименты, эмитирующая поверхность эрозирующей плазмы выполняет опре-

деленную селекцию по г/ти, ускоряемых ионов, связанную с наличием в ней потен-

циального барьера.

Пинч-диоды прошли стадии экспериментальных разработок и исследований

практически на многих тераваттных ускорителях. Для их работы характерны:

1. Значительно большие, чем в отражательных системах, максимальные плот-

ности ионных токов, достигающие в приосевой части 10-15 кА/см

на супертера-

ваттных уровнях.

2. Наличие значительной сходимости генерируемого МИЛ (за счет больших

собственных магнитных полей в самом А-К-зазоре).

Таблица 27.1.

Характеристики пинч-диодов

Генераторы

Энергия ионов,

МэВ

Ток МИЛ,

МА Сорт ионов

Длительность

импульса, не

В1аск 1аск-1

1,3

0,3

ОатЫе-И

1,7

0,6

Руйюп

1,8

Рго*о-1

0,8

РгоЮ-И

1,4

РВРА-1

1,9

2 Н

Ке1ёеп-1У

6,3

0,16 Н

В1аск 1аск-У

2 Н

Указанные свойства позволяют использовать этот тип диодов для получения

плотной фокусировки выведенного МИЛ на коротком расстоянии от анода с

§27.3

Магнито-изолированные диоды

549

последующей транспортировкой пучка в газовом либо плазменном токонесущем

канале [16]. В таблице 1 приведены данные по источникам МИП с характеристи-

ками генерируемых в них ионных пучков.

§ 27.3 Магнито-изолированные диоды

Широкое распространение получили магнито-изолированные диоды (МИД)

со сторонним магнитным полем. Генерация МИП в МИД была проведена в са-

мом широком диапазоне мощностей - начиная от первых экспериментов на

уровне единиц гигаватт [16] до экспериментов на «РВРА-П» на уровне десятков

тераватт [17]. Именно на МИД проведено наибольшее число экспериментальных

и теоретических исследований. Разработаны разнообразные типы МИД для кон-

кретных прикладных целей. Суть работы МИД сводится к отсечке электронного

потока в А-К-зазоре от анода с помощью дополнительного стороннего магнитно-

го поля [16].

При работе на малых уровнях мощности (10

-10

Вт) влиянием собственного

магнитного поля тока в А-К-зазоре можно пренебречь и индукция критического

стороннего магнитного поля, необходимого для достижения электронной отсечки,

может быть легко вычислена в одночастичном приближении из соотношения [18]:

где Г|2 - коэффициент Ламе в используемой криволинейной системе координат для

конкретной геометрии диода, соответствующей направлению магнитного поля; / -

величина, зависящая от геометрии и длины обхода контура интегрирования на

аноде, # - геометрический фактор. В частности, для коаксиального цилиндриче-

ского диода с аксиальным магнитным полем / = К

, т|

= 1, § = К

/п(КХ -К^), с

азимутальным магнитным полем / = 2л, г|

= К

, # =

1п

(К

/К

Все многообразие МИД может быть разделено на несколько типов по виду

формирующихся в них замагниченных электронных потоков, которые могут быть

замкнутыми либо незамкнутыми в направлении дрейфа Ех В, а также ларморов-

скими либо бриллюэновскими (ламинарными вдоль эквипотенциалей электриче-

ского поля). Теоретический анализ условий существования стационарного замаг-

ниченнош электронного потока и зависимости от вида последнего и различных

допущений об идеальности его границы (и

=0) приводит к существенно различ-

ным выводам о характеристиках такого диода и генерируемого им МИП.

Так, при рассмотрении бриллюэновского электронного потока, при допуще-

нии его абсолютно «холодной» границы 0), авторы [19] пришли к выводу о

расходимости электронных и ионных токов для каждого выбранного значения V

при определенном значении

Вс1.

Этому соответствовало заполнение электронным

потоком всего А-К-зазора (т.е. фактически нарушение магнитной изоляции) и

расходимость плотности электронов вблизи анода, что, в свою очередь, приводило

к теоретической расходимости ионного тока, не согласующейся с экспериментом.

Рассмотрение замагниченнош ларморовскош электронного потока в А-К-зазоре,

выполненное в [20], показало отсутствие расходимости токов и значительное пре-

вышение их над чайльд-ленгмюровским пределом лишь вблизи критического

(27.10)