ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2011, том 37, № 9, с. 797-810
ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ
УДК 533.9
ДИНАМИКА СТРУКТУРЫ ТОКОНЕСУЩЕЙ ПЛАЗМЕННОЙ ОБОЛОЧКИ
ПЛАЗМОФОКУСНОГО РАЗРЯДА
© 2011 г. В. И. Крауз, К. Н. Митрофанов*, В. В. Мялтон, В. П. Виноградов, Ю. В. Виноградова, Е. В. Грабовский*, В. С. Койдан
НИЦ "Курчатовский институт", Москва, Россия *ГНЦ ТРИНИТИ, Троицк, Московская обл., Россия Поступила в редакцию 20.12.2010 г. Окончательный вариант получен 27.01.2011 г.
Целью работы являлось исследование тонкой структуры токово-плазменной оболочки разряда в плазмофокусной установке ПФ-3. Выполнены исследования динамики оболочки при разряде в дейтерии. Для измерений токовых параметров оболочки использовались абсолютно калиброванные магнитные зонды, установленные в различных положениях относительно оси установки и поверхности анода. Для анализа структуры токово-плазменной оболочки впервые применен магнитооптический зонд, регистрирующий помимо магнитного сигнала также и оптическое свечение плазмы оболочки. Это позволило пространственно разделить область протекания тока и область ударной волны. Показано, что распределение тока зависит от стадии разряда. Исследована динамика оболочки в приосевой области в корреляции с нейтронным излучением. Показано, что величина нейтронного выхода определяется не максимальной величиной полного разрядного тока, а величиной тока, сжимаемого к оси.
1. ВВЕДЕНИЕ
Интенсивное нейтронное излучение является одним из основных привлекательных свойств установок типа "плазменный фокус" (ПФ) [1, 2]. Однако, несмотря на многолетние исследования, механизм генерации нейтронного излучения является предметом интенсивных дебатов до сих пор. В качестве основных механизмов обычно рассматриваются различные модификации теплового и пучкового механизмов, а также их сочетания. В последнее время большой популярностью пользуются модели, основанные на захвате ускоренных ионов в магнитном поле пинча и многопролетном характере их взаимодействия с плазменной мишенью [3, 4]. По-видимому, в действительности все перечисленные механизмы имеют место, однако удельный вклад каждого из них может заметно отличаться для различных установок. Одна из причин этого заключается в многообразии физических явлений, сопровождающих формирование плотного пинча на заключительной стадии ПФ-разряда. В частности, для систем типа Филиппова показано, что, в зависимости от профиля сжимающейся оболочки, возможно осуществление различных режимов работы установки, характеризующихся интенсивной генерацией различных видов излучений: так называемые "рентгеновский", "ионный" и "нейтронный" режимы [5]. При этом нейтронное излучение наблюдается во всех трех режимах. Однако доминирующие механизмы, ответственные за генерацию нейтронов, и, соответственно, пара-
метры регистрируемого излучения, существенно различаются.
Важно подчеркнуть, что, независимо от механизма генерации, ключевую роль в интенсивности нейтронного потока играет величина разрядного тока. Причем экспериментальная зависимость Yn ~ /3-3-5 (см., например, [6, 7]) успешно обосновывается сторонниками любого механизма. Однако указанная выше зависимость, как и другая широко известная зависимость Yn ~ W2 [8], где W — энергия, запасаемая в источнике питания, хорошо соблюдаются в диапазоне W от единиц килоджоулей до нескольких сотен килоджоулей. При повышении энергии разряда наблюдается "насыщение" нейтронного выхода, в результате чего в экспериментах с ПФ до сих пор не удалось превысить величину нейтронного выхода ~1012 нейтронов за разряд. Существует несколько возможных объяснений этому эффекту. По-видимому, это насыщение все-таки не связано с какими-либо ограничениями по физическим причинам. По крайней мере, на установке "Z" в Сандии получен нейтронный выход ~5 х 1013 D-D нейтронов, правда, при очень большом разрядном токе 17 МА [9]. И хотя упомянутое выше скейлинговое соотношение не выполняется (нейтронный выход для такого тока должен быть как минимум на порядок выше), эти эксперименты показывают принципиальную возможность получения в Z-пинчевых системах высоких ней-
тронных выходов при реально достижимых разрядных токах.
Вопрос о возможности достижения больших разрядных токов в ПФ-системах в последнее время стоит достаточно остро. В частности, в цикле работ по эффекту насыщения, выполненных с помощью популярной ныне модели Ли [10], утверждается, что учет параметров разрядной цепи приводит не только к ограничению тока пин-ча, но и к насыщению амплитуды полного разрядного тока, которое начинает наблюдаться уже при энергии, запасаемой в источнике питания, в несколько сот килоджоулей. Выводы работы [11] более оптимистичны, однако в ней утверждается, что дальнейший рост тока возможен лишь при увеличении начального зарядного напряжения, что неизбежно приведет к постепенному сползанию ПФ-систем к конфигурациям типа быстрого Z-пинча и потере одного из основных преимуществ — простоты конструкции. По крайней мере, в пользу этого предположения свидетельствует неудачный, на наш взгляд, опыт работы высоковольтной ПФ-установки 8РЕЕЭ-2 [12].
В настоящей работе мы не будем подробно останавливаться на этой проблеме, которая, очевидно, требует более тщательного рассмотрения. Существует еще одна не менее важная проблема, проявляющаяся уже на уровне достигнутых токов, — проблема эффективности транспортировки полного разрядного тока к оси системы в область формирования пинча. Еще в работе [13] было показано, что на установке во Фраскати при энергиях разряда в несколько сот килоджоулей часть разрядного тока остается в области изолятора и не участвует в формировании пинча. Значительные потери тока на стадии ускорения токово-плазменной оболочки (ТПО) показаны в работе [14]. Выполненные недавно магнитозондовые измерения на установке ПФ-3 при разряде в неоне и аргоне показали возможность формирования замкнутых токовых конфигураций позади основного токового слоя, в которые ответвляется значительная часть полного разрядного тока [15—17]. Аналогичный эффект наблюдался также в работах [18, 19]. Очевидно, что эта проблема становится более острой при увеличении энергии разряда. В частности, этот эффект может приводить к наблюдаемому насыщению нейтронного выхода при энергиях разряда в несколько сот килоджоулей.
Другой серьезной проблемой является структура самой токонесущей оболочки. Пространственное распределение плотности плазмы и тока на финальной стадии сжатия существенным образом должны влиять на устойчивость плазмы и процессы, ответственные за диссипацию магнитной энергии и генерацию излучений. Как известно, ТПО представляет собой сложное образование, в первом приближении состоящее из маг-
нитного поршня и ударной волны. В идеальной модели «снежного плуга» весь ток протекает по магнитному поршню, на фронте которого образуется ударная волна, ионизующая и сгребающая находящийся перед ним нейтральный газ. В реальной ситуации распределение тока имеет более сложный характер. В частности, магнитные зонды обычно показывают двухпиковую структуру (например, [20]). В работе [21] было высказано предположение, что значительная часть тока может протекать в ударной волне, при этом доля тока, протекающего в ударной волне, сильно зависит от степени "тренированности" камеры. Известно, что для ввода в рабочий режим ПФ-систем после развакуумирования рабочей камеры требуется довольно продолжительная серия "тренировочных" разрядов, во время которых происходит дегазация элементов разрядной системы. Как показано в работе [21], в начале процесса дегазации первый пик производной тока, ассоциируемый авторами с ударной волной, может превосходить по величине второй пик, связанный с магнитным поршнем. По мере тренировки камеры и выхода установки на рабочий режим происходит перераспределение тока в область магнитного поршня. Связь сигнала магнитного зонда с плазменным фронтом в рабочем режиме была показана в работе [14]. Из фотографий ТПО в момент прохождения ею места расположения зонда и временной привязки к сигналу зонда видно, что в этом случае большая часть тока (>85%) протекает в магнитном поршне. Таким образом, структура ТПО существенно зависит от режима разряда.
Исследование параметров нейтронного излучения в зависимости от структуры ТПО и эффективности контракции тока на оси при разряде в дейтерии и являлось основной целью настоящей работы.
2. СХЕМА ЭКСПЕРИМЕНТА
Эксперименты выполнены на установке ПФ-3 — плазменном фокусе типа Филиппова =
= 2.8 МДж, Утах = 25 кВ). Основные параметры установки и схема измерений (рис. 1) подробно описаны в работе [17]. Отличительной особенностью этой установки является большой диаметр медного анода (92 см) по сравнению с зазором анод—катод. В частности, расстояние от анода до верхнего фланца обратного токопровода составляет всего 10 см. Такая "плоская" геометрия электродов обуславливает существенное отличие динамики токово-плазменной оболочки в подобных системах от динамики ТПО в системах мейзеровского типа.
Для исследования динамики ТПО при разряде в дейтерии нами использована магнитозондовая методика, аналогичная описанной в работе [17]. Зонды состоят из двух миниатюрных катушек
Рис. 1. Схема экспериментов на установке ПФ-3: 1 — анод; 2 — анодная вставка; 3 -изолятор; 4 — обратный токопровод (катод); 5 — вакуумная камера; 6 — камера-обскура; 7 — ФЭУ; 8 — пояс Роговского; 9 — магнитная катушка; 10 — ТПО; R1—R4 — магнитные зонды.
(-0300—900 мкм для различных зондов), намотанных в разные стороны и упакованных в общий корпус из тонкой №Т1-фольги. Наличие двух катушек обеспечивало одновременное получение двух сигналов разной полярности, что позволяло достаточно достоверно выделять полезную составляющую сигнала на фоне возможных электромагнитных помех. Суммарная погрешность измерения индукции магнитного поля в плазме, включая погрешность калибровки, составила примерно 15—20%. Чувствительность зондов, использованных в наших экспериментах, составила (14—20) В нс/кГс. Для расчета величины тока применялись численное интегрирование сигнала с зонда и закон Био—Савара—Лапласа в предположении симметрии токовой плазмы относительн
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.