Оптическая регистрация поверхностной плазмы цилиндрических проводников в сильных магнитных полях | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/124

Оптическая регистрация поверхностной плазмы цилиндрических проводников в сильных магнитных полях

Представлены результаты экспериментов по взрыву алюминиевых и титановых проводников, проводившихся на генераторе МИГ (амплитуда тока около 2 МА, фронт нарастания около 100 нс) в магнитных полях до 3 МГс. Проводники состояли из двух частей: стержня диаметром 3 мм и трубки с таким же внешним диаметром и толщиной стенки 250 мкм. Поверхностная плазма проводника регистрировались с помощью оптической камеры HSFC Pro. Показано, что неустойчивости на поверхности вещества с высокой проводимостью (алюминий) формируются позже, чем на поверхности вещества с низкой проводимостью (титан). На поверхности трубки неустойчивости появляются раньше, чем на поверхности стержня, и остаются в течение всего процесса более ярко выраженными для обоих материалов проводников. Определены инкременты нарастания крупномасштабных неустойчивостей и проанализирован механизм их формирования.

Optical registration of surface plasma of cylindrical conductors at strong magnetic fields.pdf Введение Интерес к исследованиям электрического взрыва проводников (ЭВП) в быстронарастающих мегагауссных магнитных полях, то есть в режиме скинирования тока, связан с различными техническими приложениями. Одной из задач, связанных с исследованиями ЭВП в сильных магнитных полях, является транспортировка электромагнитной энергии на разрабатываемых мультитераваттных генераторах (уровень тока более 30 МА, время его нарастания менее 100 нс) [1-4], которые предполагается использовать для реализации схем управляемого термоядерного синтеза на основе Z-пинчей [5-11]. В этом случае плотность электромагнитной энергии в области нагрузки при таких уровнях токов настолько велика, что может произойти взрыв проводящей поверхности и образование плазмы [12, 13], ведущие к снижению эффективности транспортировки электромагнитной энергии к нагрузке. Другие проблемы: это изучение ЭВП в рамках концепции Magnetized Liner Inertial Fusion [10, 11, 14], в которой предполагается сжатие тяжелых металлических лайнеров для осуществления реакции управляемого термоядерного синтеза; генерация сильных магнитных полей [15, 16] и т.д. Основными процессами, которыми характеризуется ЭВП в скиновом режиме, являются распространение в веществе проводника ударной волны и волны нелинейной диффузии (ВНД) магнитного поля, а также образование на поверхности проводника низкотемпературной плазмы и развитие крупномасштабных неустойчивостей. Нелинейная диффузия характеризуется аномально большой по сравнению с обычной диффузией скоростью проникновения в проводник электромагнитного поля. Такой рост скорости диффузии связан с уменьшением проводимости металла за счет его нагрева протекающим через него током. Процесс нелинейной диффузии реализуется лишь в достаточно сильном магнитном поле, индукция которого для большинства металлов составляет несколько сотен килогаус [15, 17]. Дальнейший рост тока через проводник и соответственно рост магнитного поля приводит взрыву поверхности проводника. Значение индукции магнитного поля, при котором на поверхности проводника начинается интенсивное плазмообразование, может быть оценено как [13, 18]. , (1) где 0 - плотность энергии сублимации. Значение критического поля Bs для различных металлов лежит в пределах 2.5-4.5 МГс [13, 18]. Целью данной работы являлось изучение процесса развития крупномасштабных неустойчивостей, возникающих при взрыве поверхности проводников в режиме скинирования тока, в котором по проводнику распространяется волна нелинейной диффузии магнитного поля. Постановка экспериментов и их результаты Эксперименты проводились на сильноточном генераторе МИГ с амплитудой тока до 2.5 MA и временем его нарастания около 100 нс [19, 20]. Установка МИГ построена по схеме: линейный импульсный трансформатор - водяные формирующие линии - нагрузка. Эксперименты проводились в вакуумной камере, откачиваемой паромасляным насосом до давления ниже 10-4 Торр. В диагностический комплекс генератора входят магнитные зонды, делители напряжения, пояса Роговского, вакуумные рентгеновские диоды (ВРД) и четырехкадровая оптическая камера HSFC Pro с минимальной экспозицией кадра 3 нс. Для защиты от сильных электромагнитных полей оптическая камера была расположена в стальной экранированной кабине, а от рентгеновского излучения была дополнительно установлена защита в виде свинцового экрана. С помощью оптической четырехкадровой камеры HSFC Pro регистрировалось собственное свечение поверхности проводников в видимом диапазоне спектра. Вакуумные рентгеновские диоды с алюминиевым катодом без фильтра использовались для определения момента появления собственного свечения поверхностной плазмы в вакуумно-ультрафиолетовом диапазоне спектра [13]. Нагрузкой генератора служили цилиндрические титановые и алюминиевые проводники. Выбор данных материалов был обусловлен тем, что удельное сопротивление титана и алюминия различается в десятки раз. Исследуемые проводники состояли из двух частей: стержня диаметром 3 мм и трубки с таким же внешним диаметром и толщиной стенки 250 мкм. Фотографии и схематичное изображение исследуемых проводников приведены на рис. 1, а. При работе на данную нагрузку амплитуда тока генератора МИГ составляла 2-2.2 МА при фронте нарастания тока около 100 нс (рис. 1, б). Такая величина тока соответствует индукции магнитного поля на поверхности проводника диаметром 3 мм приблизительно 2.7-3 МГс. Для исследуемых металлов такая величина поля близка к значению индукции Bs, определяемому выражением (1): для алюминия Bs ≈ 2.7 МГс, для титана Bs ≈ 3.1 МГс. Рис. 1. Фотографии и схематическое изображение (с указанными размерами в мм) нагрузки генератора МИГ (а); типичная осциллограмма тока генератора МИГ (б) Результаты экспериментов приведены на рис. 2-4. На рис. 2, а представлены снимки титановой нагрузки в оптическом диапазоне в различные моменты времени от начала протекания тока. На рис. 2, б представлены аналогичные снимки для алюминиевой нагрузки. На снимках регистрировалось изображение взрываемых проводников в собственном свечении. Неустойчивости с амплитудой, превышающей предел оптического разрешения системы (порядка 50 мкм) на поверхности титановых и алюминиевых стержней, наблюдаются не ранее 150 и 180 нс соответственно, а амплитуды неустойчивостей на поверхности титановых и алюминиевых трубок в эти моменты времени существенно больше. Раннее, в работе [18] было показано, что взрыв титанового и алюминиевого стержней диаметром 3 мм происходит приблизительно на 75-80-й нс и 100-110-й нс от начала протекания тока генератора соответственно. Приблизительно такая же задержка (около 30- 40 нс) наблюдается и при регистрации неустойчивостей на поверхности алюминиевого проводника относительно аналогичного титанового проводника. То есть более поздний взрыв поверхности проводника приводит соответственно и к более позднему появлению неустойчивостей. Рис. 2. Оптические снимки поверхности стержня (диаметр 3 мм) и трубки (внешний диаметр 3 мм, толщина стенки 250 мкм) в различные моменты времени от начала тока генератора: титановый (а) и алюминиевый проводник (б) В ходе обработки серии экспериментальных результатов по взрыву титановых и алюминиевых проводников из оптических снимков были получены значения амплитуд неустойчивостей в различные моменты времени от начала протекания тока генератора как для стержней, так и для трубок. Амплитуда неустойчивостей А определялись следующим образом: , (2) где Dmin(t) и Dmax(t) - усредненные по длине проводника максимальный и минимальный диаметры проводника в моменты времени t. Зависимости амплитуд неустойчивостей для титанового стержня и трубки от времени в различные моменты времени от начала тока генератора приведены на рис. 3, а, аналогичные величины для алюминиевой нагрузки приведены на рис. 3, б. Рис. 3. Амплитуды А неустойчивостей на поверхности стержня диаметром 3 мм (•) и трубки внешним диаметром 3 мм с толщиной стенки 250 мкм (o) в различные моменты времени от начала тока генератора: для титанового (а) и алюминиевого проводника (б) Из рис. 3 видно, что неустойчивости на поверхности титанового проводника регистрируются раньше и их амплитуда A растет значительно быстрее в сравнении с алюминиевым проводником, причем как для стержня, так и для трубки. Используя данные рис. 3, можно оценить инкремент нарастания неустойчивостей γ, считая, что их амплитуда нарастает экспоненциально, то есть . (3) Оцененные с помощью выражения (3) значения инкрементов нарастания неустойчивостей приведены в таблице. Характеристики поверхностной плазмы Материал Тип нагрузки γ, с-1 Т, эВ dλ/dt, см/с Ti Стержень 7.5•106 30 6.3•104 Трубка 8•106 35 2.4•105 Al Стержень 5•106 7.5 8.3•104 Трубка 5.5•106 9 1.8•105 Кроме значений амплитуд неустойчивостей, с помощью оптических снимков (см. рис. 2, а и б) определялись средние длины волн неустойчивостей в процессе взрыва. Полученные экспериментальные данные для титановых и алюминиевых проводников представлены на рис. 4, а и б соответственно. Рис. 4. Длины волн λ неустойчивостей на поверхности стержня диаметром 3 мм (•) и трубки внешним диаметром 3 мм с толщиной стенки 250 мкм (o) в различные моменты времени от начала тока генератора: для титанового (а) и алюминиевого проводника (б) Характерный размер длины волны неустойчивостей λ превышает 100 мкм. Средняя длина волны крупномасштабных неустойчивостей увеличивается со временем, как для титановых, так и для алюминиевых проводников. Используя данные рис. 3, можно определить скорость роста длины волны поверхностной плазмы. Для времен больших 200 нс значения приведены в таблице. По порядку величины скорость роста длины волны сравнима со скоростью расширения плазмы, что говорит о том, что затухание коротковолновых мод носит конвекционный характер. Обсуждение экспериментальных результатов В экспериментах, описанных в предыдущем разделе, с помощью оптической камеры HSFC Pro на поверхности проводника были зарегистрированы крупномасштабные неустойчивости с длиной волны более 0.1 мм, которые представляют собой «языки» плазмы, расширяющиеся поперек силовых линий магнитного поля. Как было показано в работах [21, 22], наиболее вероятной причиной возникновения такой структуры является рост желобковых неустойчивостей [23-26], представляющих собой разновидность неустойчивостей рэлей-тейлоровского типа, то есть неустойчивости тяжелой жидкости над легкой в гравитационном поле. В данном случае роль тяжелой жидкости играет плазма, роль легкой - магнитное поле, а роль силы тяжести - кривизна силовых магнитных линий [24, 25]. В неоднородном магнитном поле на плазму действует сила, выталкивающая ее в область более слабого поля, то есть направленная против градиента давления магнитного поля. Поэтому желобковая неустойчивость присуща замкнутым магнитным конфигурациям, в которых силовые линии магнитного поля искривлены не внутрь удерживаемой плазмы, а наружу, как это имеет место в нашем случае. Развитие желобковых неустойчивостей сопровождается выбросом плазмы поперек магнитного поля в виде «языков», вытянутых вдоль силовых линий магнитного поля. Инкремент нарастания желобковых неустойчивостей [21, 23, 26] , (4) где - тепловая скорость ионов; T - температура проводника; k - постоянная Больцмана; mi - масса иона; R - радиус кривизны магнитных силовых линий; ; ρ - плотность вещества. Так как в нашем случае величины R и приблизительно равны радиусу проводника, то, используя выражение (4) и найденные из экспериментов значения инкрементов нарастания крупномасштабных неустойчивостей, можно оценить температуру проводника. Оценка значений температуры, сделанная таким способом, приведена в таблице. Следует отметить, что точность оценки температуры плазмы, приведенной в таблице, крайне невелика. Это связано, в первую очередь, с тем, что выражение (4) получено для идеализированных систем. В этих системах, во-первых, предполагается существование стационарного (возможно неустойчивого) состояния, в котором тепловое давление плазмы скомпенсировано давлением магнитного поля; во-вторых, не учитываются диссипативные процессы, такие, как диффузия магнитного поля и джоулев нагрев плазмы. В нашем же случае, во-первых, диссипативные процессы играют определяющую роль, во-вторых, за счет ударно-волновых процессов и джоулева энерговклада давление плазмы существенно превышает давление магнитного поля [21]. Однако, несмотря на неточность оценки температуры, все же можно констатировать, что при взрыве титановых проводников температура плазмы существенно выше, чем при взрыве алюминиевых, что является причиной более интенсивного развития неустойчивостей на поверхности титановых проводников по сравнению с алюминиевыми. Выводы На сильноточном генераторе МИГ были проведены экспериментальные исследования процесса развития крупномасштабных неустойчивостей, возникающих при электрическом взрыве титановых и алюминиевых проводников в магнитных полях с индукцией до 3 МГс. Показано, что неустойчивости на поверхности вещества с высокой проводимостью (алюминий) формируются позже, чем на поверхности вещества с низкой проводимостью (титан). На основе экспериментальных данных определены значения инкрементов нарастания неустойчивостей: для титановых проводников - γ ~ (7.5-8)•106 с-1; для алюминиевых проводников - γ ~ (5-5.5)•106 с-1. Показано, что в процессе развития неустойчивостей коротковолновые моды затухают, скорость роста средней длины волны неустойчивостей оказалась порядка 105 см/с.

Ключевые слова

high-current generator, electric explosion of conductors, strong magnetic fields, сильноточный импульсный генератор, large-scale instabilities, сильные магнитные поля, электрический взрыв проводников, крупномасштабные неустойчивости

Авторы

ФИООрганизацияДополнительноE-mail
Дацко Игорь МихайловичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., науч. сотр.datsko@ovpe.hcei.tsc.ru
Рыбка Дмитрий ВладимировичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., науч. сотр.rdm@ovpe.hcei.tsc.ru
Ванькевич Владислав АлексеевичИнститут сильноточной электроники СО РАНинженерwww_vlad_v@mail.ru
Чайковский Станислав АнатольевичИнститут сильноточной электроники СО РАН; Институт электрофизики УрО РАНд.ф.-м.н., ст. науч. сотр. ИСЭ СО РАН, директор ИЭФ УрО РАНstas-chaikovsky@yandex.ru
Орешкин Владимир ИвановичИнститут сильноточной электроники СО РАН; Национальный исследовательский Томский политехнический университетд.ф.-м.н., гл. науч. сотр. ИСЭ СО РАН, ведущ. науч. сотр. НИ ТПУoreshkin@ovpe.hcei.tsc.ru
Лабецкая Наталья АнатольевнаИнститут сильноточной электроники СО РАНнауч. сотр.natalia@ovpe2.hcei.tsc.ru
Всего: 6

Ссылки

Krall M.A. and Trivelpiece A.W. Principles of Plasma Physics. - N.Y.: McGRAW-HILL Book Company, 1973.
Иванов А.А. Физика сильнонеравновесной плазмы. - М.: Атомиздат, 1977.
Кадомцев Б.Б. Коллективные явления в плазме. - М.: Наука, 1976.
Kadomtsev B.B. // Reviews of Plasma Physics / ed. by M.A. Leontovich. - Consultants Bureau, N.Y., 1980. - V. 2. - P. 141.
Petin V.K., Shljakhtun S.V., Oreshkin V.I., and Ratakhin N.A. // Tech. Phys. - 2008. - V. 53. - P. 776-782.
Oreshkin V.I., Chaikovsky S.A., Datsko I.M., et al. // Phys. Plasmas. - 2016. - V. 23. - P. 122107.
Awe T.J., Yu E.P., Yates K.C., et al. // IEEE Trans. Plasma Sci. - 2017. - V. 45. - No 4. - P. 584- 589.
Chaikovsky S.A., Oreshkin V.I., Datsko I.M., et al. // Phys. Plasmas. - 2015. - V. 22. - P. 112704.
Лучинский A.В., Ратахин Н.A., Федущак В.Ф., Шепелев A.Н. // Изв. вузов. Физика. - 1997. - Т. 40. - № 12. - С. 67-75.
Knoepfel H. Pulsed High Magnetic Fields. - North-Holland, Amsterdam, 1970.
Кривошеев С.И., Титков В.В., Шнеерсон Г.А. // ЖТФ. - 1997. -Т. 67. - Вып. 4. - С. 32.
Shneerson G. // Sov. Phys.-Tech. Phys. - 1973. - V. 18. - P. 419.
Chaikovsky S.A., Oreshkin V.I., et al. // Phys. Plasmas. - 2014. - V. 21. - P. 042706.
Yates K.C., Bauer B.S., Fuelling S., et al. // Phys. Plasmas. - 2019. - V. 26. - P. 042708.
Peterson K.J., Yu E.P., Sinars D.B., et al. // Phys. Plasmas. - 2013. - V. 20. - P. 056305.
Slutz S., Herrmann M., Vesey R., et al. // Phys. Plasmas. - 2010. - V. 17. - P. 056303.
Gomez M.R., Slutz S.A., Sefkow A.B., et al. // Phys. Rev. Lett. - 2014. - V. 113. - P. 155003.
Mokhov V., Burenkov O., Buyko A., et al. // Fusion Eng. Design. - 2004. - V. 70. - P. 35-43.
Lindemuth I.R. // Phys. Plasmas. - 2015. - V. 22. - P. 122712.
Smirnov V.P., Zakharov S.V., Grabovskii E.V., et al. // J. Exp. Theor. Phys. Lett. - 2006. - V. 81. - P. 442-447.
Grabovskii E.V., Aleksandrov V.V., Gritsuk A.N., et al. // Abstracts IEEE Pulsed Power and Plasma Science Conf. - San Francisco, CA, 2013. - P. 224.
Struve K., Corley J., Johnson D., et al. // Digest of Technical Papers of the 12th IEEE Int. Pulsed Power Conf. - Monterey, CA, 1999. - V. 1. - P. 493.
Slutz S., Olson C., and Peterson P. // Phys. Plasmas. - 2003. - V. 10 - P. 429-437.
Kim A.A., Mazarakis M.G., Sinebryukhov V.A., et al. // Phys. Rev. ST Accel. Beams. - 2009. - V. 12. - P. 050402.
Azizov E., Alikhanov S., Velikhov E., et al. // Plasma Devices and Operations. - 2004. - V. 12. - P.123-132.
Stygar W., Awe T., Bailey J., et al. // Phys. Rev. Special Topics-Accelerat. Beams. - 2015. - V. 18. - P. 110401.
 Оптическая регистрация поверхностной плазмы цилиндрических проводников в сильных магнитных полях | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/124

Оптическая регистрация поверхностной плазмы цилиндрических проводников в сильных магнитных полях | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/124