Физика плазмы, 2021, T. 47, № 8, стр. 716-727

ВВЕДЕНИЕ

Как известно, используя сфокусированные импульсные сильноточные релятивистские электронные пучки (РЭП) можно за наносекундные времена вложить в конденсированное вещество энергию с высокой плотностью потока мощности (10⁹–10¹⁰ Дж/(см² · с) и более) [1]. Такой способ ввода энергии используется, в частности, в экспериментальных исследованиях в современном материаловедении, в том числе и при создании новых конструкционных материалов на основе полимеров и композитов со сложной структурой. Именно поэтому, несмотря на то что в настоящее время РЭП утратили статус перспективного драйвера для осуществления импульсного УТС, изучение плазменных процессов в диодах сильноточных генераторов представляет большой интерес [2]. Это объясняется тем, что при выполнении материаловедческих исследований, во-первых, динамика диодной плазмы существенно влияет на параметры электронного пучка (его длительность, фокусировку и т.д.) и, во-вторых, параметры плазмы, возникающей при воздействии РЭП на анодные мишени, существенно влияют на характеристики последующего вклада энергии и импульса в вещество мишени. Эта задача приобретает еще больший интерес в экспериментах по исследованиям экстремальных состояний вещества в условиях импульсного выделения энергии электронного пучка в тонком поверхностном слое. Дело в том, что возникающие при этом динамические явления в облучаемом образце (формирование ударной волны, механического импульса отдачи и т.д.) во многом зависят от свойств плазменного факела, образующегося на аноде [3]. Следует отметить, что в силу относительно большой длительности процессов, связанных с взаимодействием ударной волны с веществом (до 10 мкс), заметное влияние на их протекание могут иметь параметры диодной плазмы и на относительно больших временах, в частности, на втором полупериоде тока в диоде генератора РЭП.

Лазерное теневое фотографирование – традиционный метод диагностики динамики плотной импульсной плазмы, широко применяемый в самых различных плазменных экспериментах (см., например, [4]). Одним из его достоинств является возможность оценить плотность плазмы в широком диапазоне ее параметров, используя простые модели, описывающие состояние плазмы. Обычно используются оптические схемы, формирующие то или иное количество кадровых изображений и позволяющие получить информацию о двумерном распределении плотности плазмы в некоторые определенные моменты времени. В частности, применение подобной диагностики для исследования динамики плазмы в диоде сильноточного ускорителя с применением зондирования на длинах волн 5.23, 1.064, 0.532 и 0.266 мкм описано в [5]. Как правило, однако, из-за громоздкости схемы число кадров в таких системах на крупномасштабных установках бывает невелико – 3–5. Это не позволяет в одном выстреле определить подробную пространственно-временную эволюцию диодной плазмы на относительно большом (порядка микросекунды) временном интервале (исключением из этого правила является установка PF-1000 [6], оснащенная 16-кадровой системой оптического зондирования).

В представляемой работе описана диагностика плотной плазмы с помощью лазерного теневого зондирования, исполненного в различных модификациях, с регистрацией теневых изображений методом электронно-оптической хронографии. Приведены примеры применения этой методики для исследования динамики диодной плазмы генератора РЭП “Кальмар” [7].

ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА И ОПИСАНИЕ МЕТОДИКИ

Эксперименты проводились на сильноточном ускорителе “Кальмар”. Основным элементом ускорителя является двойная формирующая линия с электрической длиной 70 нс, заряжаемая от генератора импульсов напряжения [7]. Ускоритель работал в режиме со следующими характерными параметрами: энергия электронов Е = 240–300 кэВ, ток пучка электронов I = 20–45 кА, его длительность τ ~ 150 нс, характерные значения поверхностной плотности энергии, вложенной РЭП в приповерхностные слои анода, Q ~ 240–1000 Дж/см².

Схема эксперимента по зондированию диодной плазмы лазерным излучением приведена на рис. 1. Диод (1 – катод, 2 – анод) просвечивался лазерным излучением (4), проходящим через входное диагностическое окно (5) в вакуумную камеру ускорителя перпендикулярно оси диода. Объектив (8) с фокусным расстоянием F = 120 см и с диафрагмой диаметром D = 3 см, формирует в масштабе 1 : 1 изображение области диодного промежутка в плоскости, где расположена времяанализирующая щель (9) электронно-оптической камеры (ЭОК) СФЭР-6. Щель шириной 20 мкм и длиной 15 мм расположена параллельно оси диода – оси электронного пучка. На щель проецируется изображение приосевой области диода. Изображение приосевой области диода, полученное через времяанализирующую щель, переносится на фотокатод ЭОК в масштабе 1 : 1.

Для обеспечения необходимого соотношения интенсивностей излучения лазера и собственного свечения плазмы, пришедших на фотокатод, в оптический тракт помещаются или интерференционный фильтр с максимумом пропускания на длине волны излучения лазера 540 нм и с полушириной 10 нм, или фильтры из зеленого стекла. Подробнее об этом смотри ниже.

ЭОК работала в хронографическом режиме (временная развертка направлялась перпендикулярно к времяанализирующей щели – перпендикулярно к плоскости рисунка 1), что позволяло регистрировать эволюцию одномерного теневого изображения плазмы в приосевой области диода. С экрана ЭОК изображение фотографировалось цифровым зеркальным фотоаппаратом; временнóе разрешение системы при длительности развертки 1 мкс составляло ~6 нс.

Такая схема позволяла регистрировать проходящее через плазму лазерное излучение при условии, что угол отклонения зондирующего луча вследствие его рефракции на градиентах электронной концентрации плазмы не превышает значения α = D/2F = 1.25 × 10^–2.

В некоторых опытах для наблюдения радиального распространения плазмы перед времяанализирующей щелью ЭОК устанавливалась призма Дове, обеспечивавшая поворот изображения диодного зазора на 90 градусов относительно его оси. В этом случае на времяанализирующей щели строилось изображение пространственной области ускорительного диода, которая соответствует его наблюдению с направления, перпендикулярного направлению центральной оси ускорителя электронов, т.е. в радиальном направлении. Параксиальный характер лазерного луча минимизировал вносимый призмой астигматизм, появление которого возможно при расходящихся (сходящихся) лучах.

Катод диода выполнен из латуни (в отдельных экспериментах из нержавеющей стали) в форме усеченного конуса с конической полостью в меньшем основании (“рыбий рот” [7]; диаметр кромки варьировался в пределах 6–7 мм. Чаще всего использовались анодные мишени, изготовленные из эпоксидной смолы; в некоторых экспериментах применялись и другие материалы (подробнее геометрия диода приведена далее).

Ток через высоковольтный диод регистрировался с помощью фольгового шунта с малой индуктивностью (10). Напряжение на диоде, т.е. фактически энергия электронов в пучке, определялось по показаниям емкостного делителя, расположенного на выходе формирующей линии генератора, из которого вычиталась индуктивная составляющая, формирующаяся за счет падения напряжения на индуктивности выходного узла генератора [8]. Далее везде на осциллограммах приведены временные зависимости напряжения на диоде, полученные уже после вычитания из сигналов с делителя индуктивной составляющей.

Используя данные электротехнических измерений, вычислялась энергия, выделившаяся на поверхности мишени (анода); при определении поверхностной плотности энергии использовались интегральные по времени рентгеновские изображения области взаимодействия РЭП с анодом, зарегистрированные камерой-обскурой (12) с расширенным динамическим диапазоном [8]. Параметры электронного пучка и величина плотности энергии на поверхности мишени варьировалась за счет изменения межэлектродного расстояния и размеров катода.

Запуск ЭОК осуществлялся сигналом от петли, регистрирующей магнитный поток тока зарядки формирующей линии генератора “Кальмар”, сигнал с которой через регулируемую линию задержки подавался на вход СФЭР-6. Для контроля синхронизации полученной оптической развертки с током генератора, на периферийной части входной щели устанавливался питаемый сигналом с токового шунта быстрый светодиод (11) (BL-BB43V1, λ = 455 нм), световой импульс которого обеспечивал реперное изображение на хронограмме, таким образом, что в течение положительных полупериодов тока свечение диода отображалось светящимися линиями вдоль верхней границы хронограммы.

В ряде экспериментов, для лучшей визуализации градиентов концентрации электронов в плазме диода (1–2) использовалась схема шлирен-фотографирования; соответственно оптическая схема регистрации лазерного излучения (3) несколько изменялась (рис. 2). Для этого, перпендикулярно оси оптической системы (4) в фокусе объектива (5), устанавливалась непрозрачная маска (7) диаметром d = 0.3 см. В этом случае, проходящее через диод лазерное излучение попадало на щель ЭОК (6) только при отклонении луча лазера на угол β, для величины которого выполнялись условия d/2F = 1.25 × 10^–3 ≤ β ≤ D/2F = = 1.25 × 10^–2 (см. рис. 1 и 2).

В качестве источника зондирующего излучения использовался импульсный лазер на ортоалюминате иттрия с неодимом (λ₁ = 1079 нм), изготовленный в НТЦ УП РАН. Лазер работал в режиме свободной генерации с внутрирезонаторным преобразованием излучения λ₁ во вторую гармонику (λ₂ = 540 нм). Оптическая схема лазера представлена на рис. 3. Выходные параметры импульсов излучения (540 нм) обеспечивались при запуске блока питания импульсной лампы импульсом внешнего запуска (300 В, 4 мкс). На рис. 4 показан временной график импульса генерации лазера; видно, что он достаточно “гладкий” по времени. Энергия импульса составляла 90 мДж, длительность по основанию ≈300 мкс, расходимость пучка не более 7 мрад; запуск ускорителя “Кальмар” производился через 80–90 мкс после начала генерации лазерного импульса.

На рис. 5 представлена хронограмма лазерного теневого изображения диодной плазмы, полученная с использованием интерференционного фильтра в приемном тракте.

На хронограмме отчетливо видно, что после 280 нс после начала генерации РЭП весь диодный промежуток становится непрозрачным для зондирующего лазерного излучения. Более подробное обсуждение этой хронограммы будет представлено ниже.

Как уже упоминалось выше, в ряде экспериментов необходимое соотношение между интенсивностями лазерного излучения и собственного свечения плазмы при регистрации достигалось при использовании в оптическом тракте зеленых фильтров ЗС-2 и ЗС-11. Следует также отметить, что из-за специфической пространственной структуры лазерного излучения на оригинальном изображении его легко отличить от изображения плазмы в собственном свечении. На рис. 6 приведена хронограмма, на которой выделены две области. В области (а) четко видно только лазерное излучение, и никакого другого излучения пока нет, т.к. к этому моменту времени установка еще не была запущена. Отчетливо видна некоторая горизонтальная структура, которая соответствует пространственной модуляции поля лазерного излучения. В области (б) выделена часть хронограммы, на которой такой модуляции уже нет; по времени этот фрагмент соответствует окончанию второго (положительного) импульса тока. К этому времени в диодном промежутке при взаимодействии РЭП с мишенью уже сформировался анодный факел, а также плазма поступила с катода при прохождении по нему импульса тока высокой плотности. Логично предположить, что на этом фрагменте мы наблюдаем собственное свечение диодной плазмы.

Этот “эффект различия” можно существенно усилить, поместив на входном окне камеры мелкую решетку (4 на рис. 7), задающую пространственную модуляцию лазерного излучения. С ее помощью на хронограммах можно не только разделить области регистрации лазерного излучения и излучения из плазмы, но и частично визуализировать участки отклонения лазерных лучей из-за рефракции на градиентах концентрации электронов. На рис. 7 приведен пример подобной хронограммы теневого лазерного изображения диодной плазмы при облучении образца из эпоксидной смолы при общей энергии пучка 410 Дж.

Заметим, подобный прием (пространственная модуляция лазерного излучения) позволяет в ряде случаев для зондирования плазмы использовать лазеры с существенно меньшей мощностью излучения. Отметим также, что если на некоторых участках изображения интенсивность собственного свечения меньше интенсивности лазерного излучения, но при этом последнее не регистрируется, то можно утверждать, что изображение формируется излучением поверхностного слоя оптически плотной плазмы, в которой происходит поглощение лазерного излучения. Подобный случай, например, реализуется на участке 7 хронограммы, приведенной на рис. 7. Результаты численного моделирования, подтверждающие возможность осуществления подобного сценария, приведены в [9].

На хронограмме (рис. 7) показана ось, указывающая расстояние от анода к катоду – положение нуля соответствует поверхности анода. Другая граница зондирующего лазерного луча соответствует кромке катода. Необходимо обратить внимание на то, что в процессе взрывной эмиссии и при нагреве катода проходящим током на его боковой поверхности появляется плазма. Поэтому после ~40-й нс после начала тока в диоде на хронограммах появляется изображение свечения, лежащее ниже кромки катода (область 5 на рис. 7). Кроме того, необходимо отметить, что значительное отличие характерных особенностей хронограмм, полученных в разных выстрелах, может быть вызвано тем фактом, что в каждом конкретном случае в поле зрения времяанализирующей щели попадают не все типичные особенности эволюции плазмы в диодном промежутке.

ОЦЕНКИ ПЛОТНОСТИ ПЛАЗМЫ, ФОРМИРУЮЩЕЙ ТЕНЬ

Приведем оценки электронной плотности, при которой интенсивность зондирующего излучения в плоскости его регистрации уменьшается настолько, чтобы можно было детектировать появление тени. Ниже перечислены процессы, ответственные за формирование последней.

1. В том случае, если плазменная частота становится сравнимой с частотой зондирующего излучения, происходит “отсечка” зондирующего излучения:

здесь ω, ω_pe – частота зондирующего излучения и электронная плазменная частота; N_e – электронная плотность; m – масса электрона. В соответствии с (1) для используемого лазера с λ = 540 нм при электронной плотности, большей величины N_e ~ 4 × 10²¹ см^–3, зондирующее излучение будет отражаться от границы плазмы.

2. Тень может быть сформирована в результате процесса обратного тормозного поглощения зондирующего излучения в плазме, или, другими словами, поглощения в результате свободно-свободных переходов. В соответствии с законом Бугера–Ламберта–Бера интенсивность зондирующего излучения изменяется в зависимости от длины оптического пути l_p следующим образом ${{I\left( {{{l}_{p}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{I\left( {{{l}_{p}}} \right)} {{{I}_{0}}}}} \right. \kern-0em} {{{I}_{0}}}} = \exp \left( { - {{l}_{p}}{{\vartheta }_{\nu }}} \right)$, где ${{\vartheta }_{\nu }}$ – коэффициент тормозного поглощения. Для его оценки можно использовать следующее выражение [4]

здесь C₁ = 3.69 × 10⁸ [см⁵ (град. Кельвина)^1/2 сек^–3]; z_i – средний заряд иона; N_e [см^–3] и N_i [см^–3] – электронная и ионная концентрации (N_e = z_iN_i для z_i > 1), соответственно, T_e [град. Кельвина] – электронная температура, hν – энергия фотонов зондирующего луча и g – фактор Гаунта. В диапазоне температур 2–4 эВ средний заряд иона углерода (при использовании мишеней изготовленных из эпоксидной смолы углерод составляет 76%) меняется в диапазоне z_i ~ 2–3 (при T = 5–20 эВ z = 4); фактор Гаунта в соответствии с [10] можно принять равным g = 2.

Анализируя следы воздействия плазмы на поверхности анода, рентгеновские изображения, полученные с помощью камеры-обскуры, а также результаты расчетов, представленных в [9], в рассматриваемых экспериментах, длина оптического пути в приосевых областях плазменного факела изменяется в диапазоне l_p = 0.5–2 см. В этом случае значения относительной интенсивности прошедшего излучения для двух крайних значений диапазона длины оптического пути будут равны I/I₀ ~ 0.01–0.3 при N_e = 5 × 10¹⁸ см^–3и I/I₀ ~ ~ 0.8–0.95 при концентрации электронов N_e = = 10¹⁸ см^–3 соответственно.

3. Кроме того, тень может образоваться в результате рефракции зондирующего лазерного луча в областях с градиентами электронной концентрации плазмы, если он при этом выходит за апертуру оптической системы регистрации.

В наших условиях “полная” тень в результате рефракции может образоваться при выполнении условия [4]

здесь α = D/2F = 1.25 × 10^–2. Для “продольных” градиентов, т.е. для областей плазмы, в которых концентрация плазмы меняется вдоль оси диода, l_p соответствует диаметру плазменного столба, а характерный масштаб изменения концентрации Δx можно оценить из размеров “полутени” на изображениях, полученных в экспериментах. В том случае, если граница тени резкая, можно предположить, что Δx ≤ 0.1 мм; при этом значения электронных концентраций на границе тени будут меняться в диапазоне от N_e ≥ 2 × 10¹⁸ см^–3 (l_p = = 0.5 cм) до N_e ≥ 5 × 10¹⁷ см^–3 (l_p = 2 см). Эффекты появления тени вследствие рефракции в областях, занятых плазмой с радиальными градиентами концентрации, могут иметь место только при работе со щелью, расположенной перпендикулярно оси диода. Оценка граничных концентраций при рассмотрении рефракции на этих градиентах из-за малого оптического пути приводит к существенно большим значениям пороговой концентрации, необходимой для появления тени.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Далее будут приведены некоторые примеры лазерных теневых и шлирен-хронограмм, полученных в различных условиях эксперимента. Здесь мы ограничимся только описанием их особенностей и интерпретацией последних; характерные особенности динамики плазмы в зависимости от материала анода, параметров пучка и т.д. будут представлены в дальнейшем.

Итак, на хронограмме, приведенной на рис. 5, отчетливо видно, что после 180 нс от момента начала формирования РЭП весь диодный промежуток становится непрозрачным для зондирующего лазерного излучения. До этого момента, как с анода, так и с катода непрозрачная тень распространяется к центру промежутка. В соответствии с нашими оценками, приведенными выше, можно утверждать, что с электродов распространяется плотная плазма (N_e ≥ 5 × 10¹⁷ см^–3), которая поглощает лазерное излучение или оно в ней отклоняется, не попадая в диафрагму. Таким образом, на хронограмме видна динамика заполнения диодного промежутка плотной плазмой. К моменту столкновения плотной плазмы, летящей с анода, с плазмой, летящей с катода, большую часть диодного промежутка (3/4 по высоте) заполняет плотная анодная плазма.

Причем отчетливо видно, что скорость плазмы, летящей с катода, во времени уменьшается с ~0.5 × 10⁷ см/с (~50–100 нс) до ~0.9 × 10⁶ см/с (180–200 нс). Такое изменение скорости характерно при перемещении в среде и, соответственно, торможении противодавлением, например, при распространении ударной волны в результате сферического взрыва в воздухе. Средой, по которой перемещается замедляющаяся непрозрачная катодная плазма, может быть прозрачная малоплотная плазма водорода, быстро заполняющая диодный промежуток [9].

Плотная плазма, которая распространяется с анода, ведет себя несколько сложнее: видно несколько “языков” тени прорастающих к середине диода, их скорости практически одинаковы ν_a ~ ~ 1.6 × 10⁶ см/с, и только к моменту столкновения с катодной плазмой проекция скорости анодной тени может замедляться до ~0.8 × 10⁶ см/с. Такую сложную структуру хронограмма тени анодной плазмы может иметь из-за неустойчивостей, развивающихся в анодном факеле.

Наличие тонких (~100 мкм) светящихся областей по границе распространения тени может быть еще одним аргументом в пользу того, что плотная плазма распространяется по прозрачной среде, тормозится ею, в результате чего ее тонкий передний слой нагревается до высоких температур и начинает излучать. При моделировании [9] были получены аналогичные результаты.

На рис. 8 и 9 представлены теневые хронограммы, при получении которых использовали не узкий интерференционный фильтр, а набор зеленых фильтров ЗС-2 и ЗС-11. Это позволило наблюдать излучение в несколько более широком спектральном диапазоне (Δν = 100 нм), что в свою очередь позволило на хронограммах наблюдать собственное свечение плазмы.

На рис. 8 (выстрел 51 – U_av = 240 кВ – среднее значение напряжения в первом отрицательном импульсе; I_av = 19 кA – среднее значение тока электронного пучка в первом отрицательном импульсе; τ_1/2 = 130 нс – длительность этого импульса на полувысоте; W = 500 Дж – энергия выделившаяся в первом импульсе; W_s = W/S = 820 Дж/см² – среднее значение энергии выделившейся в поверхностных слоях анода при взаимодействии электронного пучка с веществом анода, рассчитанное на единицу площади S; где S – площадь взаимодействия РЭП с анодом, определенная по потемнению изображения анода, полученного камерой-обскурой) и рис. 9 (выстрел 101 – U_av = = 220 кВ; I_av = 17 кA; τ_1/2 = 125 нс; W = 450 Дж; W_s = 660 Дж/см²) приведены хронограммы, синхронизованные с временными зависимостями тока и напряжения. Синхронизация выполнена по трем областям свечения быстрого светодиода, представленным на выделенной полоске хронограммы, располагающейся в ее верхней части, – области свечения соответствуют трем положительным полупериодам тока.

На рис. 8, 9 на начальной стадии отчетливо видна разница двух механизмов формирования плазмы в прианодной области: взрывного появления и постепенного заполнения промежутка. На рис. 8 в момент времени, соответствующий ~50 нс от начала тока, тень появляется взрывоподобно (область указана на рисунке стрелкой) – скорость вещества, создающего эту тень, V_e ≥ ≥ 10⁷ см/с; после чего продукты взрыва распространяются с анода со скоростью V_a ~ (0.8–1.4) × × 10⁶ см/с. В то же время на рис. 9 испаренное с анода вещество с самого начала разлетается со скоростью V_a ~ (1.4–1.9) × 10⁶ см/с. При этом, к моменту времени ~250 нс после начала тока пучка в обоих случаях формируется область тени с размером ~2–2.5 мм вдоль оси диода.

Прикатодные области хронограмм, показанных на рис. 8 и 9, на начальной стадии похожи, к моменту времени ~250 нс тень занимает область с размером около 1 мм вдоль оси диода. Более медленное (в среднем V_с ~ 0.7 × 10⁶ см/с) заполнение по сравнению с анодной областью можно объяснить тем, что катодная плазма образуется из вещества с большим атомным номером. Диапазон скоростей, который можно определить по перемещению тени, меняется в разные моменты от V_c ~ 10⁶ см/с в областях с самой высокой скоростью (короткие по длительности участки хронограмм – менее 10 нс, которые могут соответствовать взрывному расширению с катода) до существенно меньших скоростей V_c ~ (0.2–0.3) × × 10⁶ см/с ближе центру диодного зазора.

Кроме того, во всем диодном промежутке наблюдаются узкие (~200–500 мкм) полоски тени, проекция их скорости на ось диода меняется от почти нулевой до V_a. Такие узкие полосы могут быть сформированы при поглощении зондирующего излучения либо областями компактных сгустков плазмы, либо узких страт, если предположить, что при формировании плазменного факела в диоде он подвержен развитию МГД-неустойчивостей различных мод.

Как правило, на фронте перемещения тени видно свечение, занимающее область 100–200 мкм, которое, скорее всего, соответствует области вещества (например, углерода) разогретого при торможении на фоновой плотности (водород заполняет диод гораздо быстрее, подробнее см. в [9]).

Видно, что далее, по мере развития плазменных процессов в диоде, на хронограммах появляется следующая стадия, длящаяся ~100–150 нс в выстреле 051 (рис. 8), и ~30–50 нс в выстреле 101 (рис. 9), на которой проекция скорости перпендикулярной аноду, с которой распространяются полосы тени и собственного свечения, почти нулевая (полосы расположены почти горизонтально). Эта стадия по времени совпадает со временем нарастания тока во втором его пике. Ее можно было бы назвать стадией стагнации или пинчевания плазмы, которая в течение предыдущей стадии полностью заполнила диод. В конце этой стадии на рис. 9 видны протяженные (1–2 мм) светящиеся образования, ориентированные перпендикулярно аноду.

После этого начинается заполнение диода собственным свечением из центра по направлению к электродам со скоростью V_r ≥ 3 × 10⁶ см/с. Надо отметить, что в отдельных экспериментах по хронограммам можно определить проекцию скорости распространения свечения, направленную к электродам, большую на порядок величины – V_r ≥ 5 × 10⁷ см/с, и свечение может быть в несколько раз ярче и более локализовано в пространстве и времени. Заметим, что на предыдущих стадиях и поглощающее, и светящееся вещество летело от электродов к центру диода. Такой разлет (из центра диода к электродам) можно было бы объяснить разлетом нагретого излучающего вещества после пинчевания или распространением волны свечения по плазме, заполнившей диодный промежуток.

В ряде экспериментов была также реализована хронографическая регистрация разлета плазмы в диодном зазоре шлирен-методом. Благодаря маске, расположенной в фокусе объектива, основная часть зондирующего излучения не попадала в плоскость изображения. Это позволяло наблюдать менее интенсивные и менее контрастные части изображения, чем с помощью методик, не использующих такую маску. В отличие от теневых изображений, на шлирен-изображениях визуализированы области с градиентами электронной плотности; причем эти градиенты не настолько большие, чтобы отклоненные на них лучи выходили за апертуру, т.е. угол отклонения α ≤ ≤ D/2F =1.25 × 10^–2.

На рис. 10 и 11 приведены примеры шлирен-изображений диодного промежутка, полученных при взаимодействии РЭП с анодом, изготовленным из эпоксидной смолы. На изображениях видно, что, как и на теневом изображении, скорость заполнения диода анодной плазмой выше, чем скорость заполнения катодной плазмой.

На изображениях также видно, что структура анодной плазмы, как и в случае с теневыми изображениями, имеет более сложную структуру. Например, на изображении рис. 10 видно, что если отдельные светящиеся “языки” рассматривать как единую протяженную структуру, можно определить, что есть чуть более медленные (0.7 × × 10⁶ см/с) и слегка быстрее (0.9 × 10⁶ см/с) их образования, и их скорость не изменяется вплоть до момента столкновения с катодной плазмой. Однако, если рассматривать по отдельности каждый такой светящийся “язык”, можно заметить, что есть область толщиной ~300 мкм, положение которой довольно длительное время (~80 нс) не изменяется относительно электродов. Кроме того, есть несколько более узких светящихся областей, которые выглядят как сдвоенные полоски толщиной ~100 мкм; их скорость изменяется от 0 до ~0.5  × 10⁶ см/с. Скорость светящейся области, распространяющейся с катода, порядка 0.7 × × 10⁶ см/с.

На рис. 10 видно, что после ~250 нс от начала тока (время “столкновения” светящихся анодной и катодной плазменных областей), весь диодный промежуток заполнен светящейся плазмой, интенсивность свечения которой неоднородна по высоте. Это свечение по всей высоте диода длится ~150 нс; оно совпадает по времени со вторым полупериодом тока; при этом на третьем полупериоде свечение остается только в 1/3 прикатодной части диода и в дальнейшем занимает все меньшую область.

Необходимо отметить, что на шлирен-изображении рис. 11 виден интересный момент, который настолько явно не наблюдается на других изображениях: до момента времени 40 нс от начала тока пучка скорость заполнения диода светящимися областями существенно меньше (~0.3 × 10⁶ см/с), чем после этого момента времени (~0.7 × 10⁶ см/с). Заполнение диода анодным свечением имеет такой же характер: ~0.8 × 10⁶ см/с до 40 нс и ~2 × 10⁶ см/с после этого момента времени. Возможно, это связано с тем, что импульс тока РЭП несколько асимметричен: равен ~25 кА до 40 нс и ~30 кА после этого момента. В этом эксперименте после столкновения светящихся катодной и анодной плазмы также, как и на хронограмме рис. 10, видно, что свечение распространяется из середины диода, т.е. из области столкновения сгустков плазмы к электродам.

В таблице 1 приведены основные параметры, зарегистрированные при взаимодействии электронного пучка с образцом, для ключевых экспериментов, рассмотренных выше. Для наглядности выбраны эксперименты, где мишени выполнены из одного и того же материала – эпоксидной смолы.

В таблице использованы следующие обозначения: E – полная энергия электронного пучка, рассчитанная по электротехническим измерениям; W – плотность энергии на поверхности образца; V_c1, V_c2 – скорости вещества летящего с катода на начальной и конечной стадиях, V_a, V_j – скорости вещества летящего с анода, а также наибольшая скорость плазменных “струй” с анода, определенные по скорости распространения тени на хронограммах; V_r – скорость свечения, определенная по скорости распространения собственного свечения на хронограммах от центра диодного промежутка к электродам. Погрешность измерения полной энергии не превышает 10%, погрешность измерения скоростей, с учетом того, что развертка СФЭР-6 имеет некоторую нелинейность, 15%.

На рис. 12 представлена поперечная хронограмма: развернуто во времени изображение центральной части диодного промежутка, которое перпендикулярно оси диода. Отчетливо видно, что в промежуток времени от ~15 до ~45 нс центральная область диодного промежутка радиусом ~2 мм от оси пучка занята более-менее однородно поглощающим и излучающим веществом. К моменту времени ~100 нс в этой области диода уже видна симметричная излучающая полая оболочка радиусом ~4 мм с толщиной стенок ~2–2.5 мм. Скорость увеличения радиуса оболочки, определенная по верхней и нижней светящимся полосам порядка (1–2) × 10⁶ см/с. После 100-й наносекунды внутри полости на ~40 нс появляется тень радиусом 2 мм. В момент времени ~140 нс оболочка полости становится светящейся по всей своей толщине; с этого момента и до 230 нс радиус этой светящейся оболочки уменьшается, а толщина оболочки уменьшается с 3 до 1.5 мм. Кроме того, видно, что в промежутке времени от ~100 до 140 нс со всего диодного промежутка вещество “сгребается” к поверхности оболочки; на ~50 нс свечение появляется и внутри оболочки. В момент времени 200 нс радиус оболочки минимален, а затем начинается ее разлет со скоростью ~10⁶ см/с; а внутри полости опять появляется тень.

Такая динамика оболочки (сжатие оболочки, уменьшение ее толщины, а также ее свечение) может значить, что в это время происходит процесс пинчевания вещества током, протекающим в диодном промежутке, заполненном плазмой, образованной из вещества анода, при его взаимодействии с РЭП, а также из вещества катода при электровзрывной эмиссии вещества с него.

Необходимо подчеркнуть, что на всех хронограммах, при получении которых в тракте оптической системы были использованы фильтры из цветного стекла – фактически на одной фотографии регистрируется две щелевые развертки: интенсивность теневого лазерного изображения, на которое накладывается изображение интенсивности собственного свечения плазмы. Причем лазерное излучение легко отличить от собственного свечения плазмы благодаря наличию у него специфической пространственной структуры, о чем было сказано выше.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

На основе импульсного лазера с активным элементом из монокристалла ортоалюмината иттрия с неодимом разработана система лазерного зондирования плотной импульсной плазмы с электронно-оптической регистрацией изображений в хронографическом режиме. Система позволяет осуществлять регистрацию в режиме теневого и шлирен-фотографирования как вдоль, так и поперек оси вакуумного диода.

Продемонстрировано, что применение данной системы позволяет эффективно исследовать динамику плазмы в диодном зазоре импульсного сильноточного ускорителя. Такой подход был апробирован при исследовании динамики диодной плазмы сильноточного генератора “Кальмар” в экспериментах по исследованию взаимодействия электронного пучка (энергия электронов ~230–300 кэВ и длительностью пучка ~150 нс) с мишенями из эпоксидной смолы. При исследовании установлено, что плотная анодная плазма заполняет диодный промежуток со скоростью ~(1–3) × 10⁶ см/с. Катодная плазма в среднем имеет более низкую скорость. На начальной стадии в некоторых случаях в течение 20–40 нс скорость катодной плазмы может достигать 3 × × 10⁶ см/с, в дальнейшем эта скорость обычно не превышает 1 × 10⁶ см/с.

Незначительные изменения в оптическом тракте диагностической схемы (использование фильтров из цветного стекла вместо интерференционного) позволяли в одном “выстреле” регистрировать не только пространственно-временную эволюцию теневого изображения плотной плазмы, но и динамику излучения относительно горячей плазмы низкой плотности. В некоторых случаях (например, как в описываемых экспериментах, когда по времени разнесены процесс заполнения диода плотным веществом и процесс заполнения диода свечением этого вещества) такая возможность может оказаться преимуществом, позволяющим получать дополнительные данные. Так, например, удаётся регистрировать свечение, образующееся при столкновении катодной и анодной плазмы в диодном промежутке, заполняющее промежуток, распространяясь из его центра к электродам со скоростями более чем 10⁷ см/c.

Работа выполнена при поддержке НИЦ “Курчатовский институт” (Приказ № 2073 от 09.10.2020).