ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2010, том 36, № 11, с. 997-1012
^ ДИНАМИКА
ПЛАЗМЫ
УДК 533.9
МАГНИТОЗОНДОВЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ТОКОВОЙ ОБОЛОЧКИ
НА УСТАНОВКЕ ПФ-3
© 2010 г. В. И. Крауз, К. Н. Митрофанов*, В. В. Мялтон, В. П. Виноградов, Ю. В. Виноградова, Е. В. Грабовский*, Г. Г. Зукакишвили*, В. С. Койдан, А. Н. Мокеев
РНЦ "Курчатовский институт", Москва, Россия *Троицкий институт инновационных и термоядерных исследований Троицк, Московская обл., Россия Поступила в редакцию 17.03.2010 г.
Окончательный вариант получен 22.04.2010 г.
Целью работы являлось исследование распределения тока и динамики токонесущей плазменной оболочки в разряде на установке плазменный фокус ПФ-3. Для измерений параметров оболочки использовались абсолютно калиброванные магнитные зонды, установленные в различных положениях относительно оси установки и поверхности анода. Исследована динамика токовой оболочки в разрядах в аргоне и неоне, определена толщина скин-слоя на различных стадиях разряда. Один из зондов вводился на расстояние «2 см от оси установки, что позволило также определить эффективность транспортировки тока в область формирования пинча. Получены режимы, в которых динамика тока, регистрируемого магнитными зондами на различных радиусах от оси, хорошо соответствует динамике полного разрядного тока вплоть до момента особенности. В то же время показана возможность формирования замкнутых токовых контуров в результате развития шунтирующих пробоев. Такое шунтирование разрядного тока остаточной плазмой непосредственно связано с эффективностью "сгребания" рабочего газа токовой оболочкой при ее движении от изолятора к оси установки.
1. ВВЕДЕНИЕ
Получаемые на установках "плазменный фокус" (ПФ) параметры плазмы и потоки различного типа излучений (нейтронного, электромагнитного, пучков заряженных частиц) делает их весьма привлекательными для различных практических приложений, включая проблему УТС. Одной из существенных особенностей ПФ-си-стем является сильная зависимость параметров излучения от величины энергии, вкладываемой в разряд, и, соответственно, от величины разрядного тока. В частности, на основе анализа большой базы данных, полученных на различных установках в диапазоне энергий источника питания от 1 до 100 кДж, установлено, что нейтронный выход пропорционален квадрату энергии, вкладываемой в разряд: У~ Ж2 [1]. При этом своего рода "реперной точкой" считается величина нейтронного выхода 1011 Э-Э нейтронов/импульс при Ж = 100 кДж. Однако следующий закономерный шаг в развитии этих систем, связанный с освоением мегаджоульного диапазона энергии разряда, не увенчался успехом: прогнозируемого нейтронного выхода 1013 Э-Э-ней-тронов при №= 1 МДж добиться не удалось. До сегодняшнего дня лучшими результатами, достигнутыми на ПФ установках, остаются выходы ~1012 нейтронов при Ж ~ 500 кДж и токах ~2 МА
[2—4]. Максимальный нейтронный выход 6 х х 1012 нейтронов/импульс достигнут при работе на Д-Т-смеси [5]. Вопрос о природе насыщения нейтронного выхода является одним из ключевых в исследованиях плазменного фокуса: связано ли оно с естественными физическими ограничениями, либо обусловлено недостатками в инженерных проработках узлов установки [6].
Схожие проблемы возникли в экспериментах по использованию ПФ-установок в качестве драйвера для сжатия проволочных и пенных лайнеров [7-11]. Несмотря на то, что на больших установках (РБ-1000, ПФ-3) удалось осуществить сжатие лайнеров с погонной массой до ~1 мг/см, скорость сжатия вещества остается в несколько раз ниже, чем в экспериментах на быстрых Z-пинчах при том же уровне разрядного тока [12, 13].
Одним из возможных объяснений описанных выше эффектов, в том числе и наблюдаемого насыщения нейтронного выхода, может быть развитие повторных пробоев на периферии разряда, в каналы которых ответвляется часть разрядного тока. Помимо "энергетического" скейлинга, упоминавшегося выше, существует так называемый "токовый" скейлинг, согласно которому величина нейтронного выхода сильно зависит от тока разряда (по разным оценкам У~ 733-5, см., например, [14, 15]). К сожалению, данные по зависимо-
сти нейтронного выхода от тока обобщены значительно хуже, чем от энергии разряда. Прежде всего, это обусловлено недостаточной экспериментальной базой данных (далеко не во всех публикациях указывается величина разрядного тока). Кроме того, авторы обычно оперируют величиной полного разрядного тока, текущего через разрядную камеру и измеряемого вне камеры вблизи коллектора установки. Однако очевидно, что физически более обоснованной является зависимость нейтронного выхода от величины тока, протекающего непосредственно через пинч в стадии его формирования. Пространственные распределения плотности плазмы и тока на финальной стадии сжатия существенным образом влияют на устойчивость плазмы и процессы, ответственные за диссипацию магнитной энергии и генерацию излучений. В ряде работ показано, что в зависимости от параметров установки, таких как размеры и тип разрядной системы, соотношение постоянной и переменной составляющих индуктивности разрядного контура и др., величина разрядного тока в момент пинчевания может существенно отличаться от его максимального значения [10, 16]. Наличие в ПФ "подготовительных" стадий разряда, в течение которых ток нарастает до максимальной величины во время сложного движения токово-плазменной оболочки (ТПО) к оси, вносит существенную неопределенность в динамику самой ТПО. Особое значение этот процесс имеет место в ПФ-конфигура-циях типа Филиппова. Поскольку, в отличие от мейзеровской геометрии, движение оболочки на стадии ускорения практически не регламентируется межэлектродным зазором, происходит неограниченное расширение ТПО, что приводит к нежелательному увеличению индуктивности разрядного контура. В результате наблюдается ранний "завал" тока задолго до достижения им расчетного максимального значения [10]. Необходимо отметить, что подобный эффект, хоть и не столь ярко выраженный, наблюдается и в мейзе-ровской геометрии [17]. Расчет индуктивности разрядного контура с учетом динамики ТПО является одной из важнейших задач в исследованиях ПФ-систем.
Кроме того, при движении оболочки к оси возможно формирование параллельных токовых каналов позади основного токового слоя [18, 19]. В частности, в работе [18] с помощью магнитных зондов, установленных в начальной части ускорительного канала, было показано, что значительная часть тока протекает вблизи изолятора в течение всего разряда и, соответственно, не участвует в формировании пинча.
Наиболее распространенным методом исследования динамики ТПО и распределения тока в оболочке является метод магнитных зондов. Можно сказать, что зондовая методика использо-
валась для тех или иных целей практически на каждой из известных установок. В основном, зонды использовались для исследования формирования ТПО на стадии пробоя и отрыва от изолятора [18, 20—22], а также движения ТПО вдоль ускорительного канала для мейзеровской конфигурации или на стадии радиального сжатия на относительно большом удалении от оси системы в геометрии Филиппова, см., например, [23—26]. К сожалению, измерений тока, протекающего непосредственно в пинче, практически не проводилось. Зондовая методика в данном случае, по-видимому, малоприменима, поскольку введение зонда непосредственно в пинч может существенно нарушить сам процесс формирования пинча. Ценную информацию можно получить с помощью фарадеевского вращения плоскости поляризации лазерного луча [27]. Однако эта методика достаточно сложна как в постановке измерений, так и в трактовке полученных результатов.
В такой ситуации наиболее ценную информацию можно получить из измерений тока в ТПО на заключительных стадиях сжатия оболочки к оси, как можно ближе к моменту начала формирования пинча. Известно несколько таких измерений, выполненных с помощью магнитных зондов на небольших ПФ установках [23, 28]. В частности, в работе [28] показано, что нейтронный выход установки "Флора" зависел от тока, измеряемого магнитным зондом на расстоянии 5 см от оси, как У~ Т5. Из альтернативных методов измерения тока можно отметить работы [29, 30], в которых ток измерялся с помощью поясов Роговского, вмонтированных в центральную часть анода. В работе [29] также показана степенная зависимость нейтронного выхода от тока, измеряемого поясом Роговского внутри области диаметром 1 см. Однако эти измерения характеризовались большой погрешностью, связанной с напылением продуктов разряда на кольцо из нержавеющей стали, игравшей роль элемента интегрирующей цепочки пояса Роговского. Более достоверные результаты были получены при использовании поясов Ро-говского диаметром 3 см. В частности, показана возможность сжатия практически всего разрядного тока установки ПФ-3 в приосевую область радиусом менее 3 см [30].
Несмотря на небольшой объем имеющихся экспериментальных данных можно утверждать, что на небольших установках эффективность транспортировки тока к оси достаточно высока. Это подтверждается также и соблюдением в диапазоне до нескольких сот килоджоулей упоминавшегося выше "энергетического" скейлинга выхода нейтронов. Хуже обстоит дело с крупными установками, где этот скейлинг нарушается. По-видимому, актуальность этой проблемы растет с увеличением энерговклада. Поэтому целью настоящей работы являлось исследование рас-
пределения тока и динамики оболочки на различных стадиях разряда установки плазменный фокус ПФ-3 при токах выше 1 МА с помощью маг-нитозондовой методики.
2. СХЕМА ЭКСПЕРИМЕНТА 2.1. Метод магнитных зондов
Существует весьма настороженное отношение относительно применимости магнитных зондов в экспериментах с сильноточными импульсными разрядами. Прежде всего, это связано с безусловной "контактностью" этого метода, которая может оказывать существенное влияние как на процессы в плазме, так и на точность измерения магнитных полей. В частности, одна из попыток проанализировать эффекты обтекания зонда плазмой и их влияние на точность измерений была осуществлена в работе [31], в которой исследовалась зависимость величины измеренного магнитного поля от расположения
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.