Физика плазмы, 2021, T. 47, № 9, стр. 829-855

2.1. Схема эксперимента

Исследования осевого плазменного потока, возникающего в результате сжатия плазмы ТПО и образования пинча, проведены на установке ПФ-3 [26, 27], представляющей собой плазменный фокус с конфигурацией электродов типа Филиппова (см. рис. 2а). Разрядная система состоит из двух электродов (анод диаметром 92 см и штыревой катод типа “беличье колесо” диаметром 115 см, помещенные в вакуумную камеру диаметром 250 см), разделенных изолятором высотой 25 см. Эксперименты, представленные в настоящей работе, выполнены при стационарном напуске рабочего газа в камеру установки при следующих начальных условиях: рабочий газ Ne при давлении P₀ = 2.0 Торр. Энергосодержание емкостного накопителя составляло ~370 кДж при зарядном напряжении 9 кВ, разрядный ток в системе – ≤2 МА. На этом же рис. 2а схематически показаны различные стадии сжатия токово-плазменной оболочки (ТПО) и образования пинча на оси установки в прианодной области (в анодной яме). Там же показана область распространения осевого струйного выброса из анодной области в пространство пролетной камеры.

Рис. 2.

Общий вид разрядной камеры установки ПФ-3 и ее электродной системы (а), пролетной камеры и расположения некоторых диагностических средств (б), (в): 1 – вакуумная камера; 2 – пролетная камера; 3 – магнитные зонды; 4 – оптические коллиматоры; 5 – смотровые окна оптических диагностик (кадровых ЭОП и камеры щелевой развертки K008). Во врезке к рис. (а) показан вид пролетной камеры сверху. На рис. (б) и (в) показаны варианты расположения магнитных зондов для измерения B_φ(r) и B_φ(z) распределений магнитного поля, соответственно.

Исследования динамики распространения осевого плазменного потока в окружающей среде из фонового газа проводились на значительных расстояниях от места генерации – на пролетной базе вдоль оси Z установки от 30 см до 50 см. Для этой цели используется специально сконструированная пролетная камера (см. рис. 2б, в) с набором диагностических патрубков, позволяющим проводить измерения большого количества параметров плазменного потока (пространственных размеров, скорости, магнитного поля, интенсивности собственного свечения и др.) на различных расстояниях от места генерации. Центры диагностических патрубков диаметром 4 см находятся на расстоянии 35 см от плоскости анода. Момент так называемой “особенности” на производной полного тока dI/dt условно принимается в качестве момента генерации осевого потока, а местом генерации в первом приближении принимается анодная плоскость (z = 0).

2.2. Магнитозондовый метод измерения распределения тороидального магнитного поля в плазменном потоке

В экспериментах использовались абсолютно калиброванные многоканальные магнитные зонды, позволяющие измерять тороидальную (азимутальную) компоненту магнитного поля в плазме при распространении осевого струйного выброса в дрейфовом пространстве пролетной камеры. Характеристики магнитных зондов для измерения тороидальной (B_φ) компоненты магнитного поля были следующие: пространственное разрешение ~4 мм; временное разрешение – не хуже 1.5 нс; чувствительность катушек зонда k_p = (5.30 ± 10.01) × 10^–8 В/(Гс/с), количество каналов измерения – 9, дискретность измерения пространственного распределения B_φ-поля – Δr или Δz = 8 мм. Общий вид и подробное описание конструкции магнитного зонда представлены на рис. 3 и в работах [23, 24]. Чувствительный элемент зонда калибровался как на величину вектора индукции магнитного поля, так и на его направление. Точность калибровки магнитных зондов (определения эффективной площади катушки) была не хуже 5%. Погрешность измерений магнитного поля в плазменном потоке с учетом обтекания оболочки зонда плазмой была не более 20% [28, 29].

Рис. 3.

Многоканальный магнитный зонд для измерения тороидальной (B_φ-) компоненты магнитного поля в плазменном потоке. Во врезке к рисунку показана конструкция чувствительного элемента магнитного зонда с указанием размеров катушек и расстояний между ними.

Набор диагностических патрубков, позволяет располагать магнитные зонды в диаметрально противоположных направлениях для измерения B_φ(r) распределения магнитного поля по обе стороны от оси (см. рис. 2б) в среднем сечении первой секции пролетной камеры (центр диагностических окон z₁ = 35 см) и в осевом направлении с торца пролетной камеры (см. рис. 2в) для измерения B_φ(z) распределения на расстояниях 30–50 см от поверхности анода.

Использование двух таких зондов позволяло проводить одновременные измерения в 18-ти точках пространства пролетной камеры в зависимости от цели эксперимента. В случае измерения радиального распределения B_φ-поля измерения проводились в диапазоне радиусов r ∈ (–10, 10) см, в случае измерения B_φ(z) – в диапазоне z ∈ ∈ (30, 50) см от плоскости анода. Сигнал с i-й катушки зонда, расположенной в точке пространства (r_i, z_i, φ_i), был пропорционален производной индукции магнитного поля ($U_{p}^{i}\sim \partial B_{\varphi }^{i}{\text{/}}\partial t$). Для получения временной зависимости индукции магнитного поля $B_{\varphi }^{i}(t)$ в данной точке сигнал с катушки $U_{p}^{i}$ численно интегрировался с учетом полученных калибровочных коэффициентов $k_{p}^{i}$. Пространственные распределения магнитного поля B_φ(r) или B_φ(z) восстанавливались по семейству кривых $B_{\varphi }^{i}(t)$ в зависимости от расположения магнитных зондов в пролетной камере. Программным способом из зондовых сигналов восстанавливались радиальное и осевое распределения магнитного поля непрерывно во времени, и на основе полученных данных создавался видеоряд в виде avi-файла, состоящего из последовательности захваченных изображений размером 1120 × 700 пикселей, меняющихся со скоростью 4 кадра в секунду. Полученный видеоряд позволял оперативно проводить анализ полученных зондовых результатов. Таким образом, при помощи циклической обработки численных данных (по ~80 выстрелам) создана база зондовых измерений, анализ которой, например, позволил в дальнейшем определить положение протекания центрального тока и токов замыкания, протяженность области с магнитным полем и др.

2.3. Методики регистрации оптического излучения, кадровых изображений и щелевых разверток плазменного потока

Фотографирование плазмы в оптическом диапазоне проводилось с помощью электронно-оптических преобразователей (ЭОП) типа ЭП-16 [30] в (r–z)-плоскости пролетной камеры. Каждый оптический регистратор представляет собой сборку из ЭОП, оптических фильтров, дистанционно управляемого цифрового фотоаппарата и системы объективов для переноса изображения. Регистрация плазменных потоков производилась в центральном сечении (z = 35 см) пролетной камеры. Экспозиция кадров составляла 30 нс. Поле зрения ЭОП-диагностики в приосевой области пролетной камеры захватывало область диаметром 13 см, полная разрешающая способность системы, приведенная к объекту, была не хуже 1 мм.

В качестве одного из диагностических инструментов в данной работе использована также скоростная камера с щелевой разверткой К008. Оптическая схема (см. рис. 4), включала в себя упорядоченный световод, представляющий собой систему из нескольких плоских жил, на одном конце объединенных в квадратную сборку и с разветвленным противоположным концом [31, 32]. Перед световодом располагалась оптическая система, представляющая собой телескоп Кеплера. Световод обращен соединенным концом к пролетной камере установки и расположен таким образом, чтобы регистрировать излучение с высоты z = 30.5 см, 35.0 см и 39.5 см над анодом. Несоединенные жилы на противоположном конце световода были собраны в линейку для выведения оптического излучения на камеру щелевой развертки. Для синхронизации был использован сигнал с оптического коллиматора, регистрирующего момент прохода ТПО определенного положения в камере. Ширина области зрения в радиальном направлении, перпендикулярном оси Z камеры составляла 9 см. Пространственное разрешение по объекту было не хуже 1 мм, временное разрешение – не хуже 400 нс для развертки 20 мкс и 120 нс для развертки длиной 6 мкс.

Рис. 4.

Схема регистрации потока в пролетной камере посредством щелевой камеры К-008. 1 – пролетная камера, 2 – оптическая ось системы, 3 – плазменный поток, 4 – собирающие линзы (телескоп Кеплера), 5 – фокальная плоскость, f₁, f₂ – фокусные расстояния линз, 6 – изображение плазменного потока, 7 – упорядоченный световод, 8 – входная щель камеры К-008, 9 – камера К-008, 10 – развертка потока.

В экспериментах также использовались оптические коллиматоры, собирающие световое излучение вдоль диаметра камеры, которое затем по световоду подается на фотокатод ФЭУ и регистрируется на осциллографе. Коллимирование обеспечивает регистрацию излучения из относительно небольшого плазменного объема: диаметр области, попадающей в поле зрения коллиматора, не превышает 5 мм в центре пролетной камеры. Это позволяет с достаточно высокой точностью регистрировать момент прихода плазменного потока в область наблюдения и определять среднюю на пролетном участке скорость. Использование двойного коллиматора, состоящего из двух таких каналов, как показано на рис. 2б, в, и разнесенных на небольшое расстояние (1.6 см), позволяет фактически определять мгновенную скорость в области наблюдения по сдвижке появления сигнала в различных каналах коллиматора.

3.1. Результаты измерения радиального распределения магнитного поля в плазменном потоке

Радиальное распределение тороидального магнитного поля было объектом наших предыдущих исследований [23], основным результатом которых явилось подтверждение наличия центрального керна в осевом плазменном выбросе, в котором протекает осевой ток, а также обнаружение области протекания обратных токов замыкания. Увеличение количества измерительных катушек в магнитных зондах позволило уточнить динамику радиального распределения тороидального магнитного поля. Сопоставление данных оптического кадрового фотографирования (см. рис. 5) и магнитных измерений позволило обнаружить корреляцию между формой плазменного потока и временной зависимостью магнитного поля, регистрируемой зондами.

Рис. 5.

Кадровые оптические изображения плазменного потока (импульсы № 4581 и № 4587, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж) по данным ЭОП-регистрации при прохождении плазмой позиции z = 35 см в момент времени t_opt относительно момента особенности на производной полного тока: а) – на t_opt = 4.1 мкс; б) – на t_opt = 4.3 мкс. Масштаб сетки 1 см × 1 см.

Измерения были проведены вдоль центрального диаметра первой секции пролетной камеры (z = 35 см). Радиальные распределения тороидального магнитного поля B_φ(r, 35) восстановлены из семейства кривых $B_{\varphi }^{*}$(r_i, 35, t) и $B_{\varphi }^{{**}}$(r_j, 35, t) на некоторые моменты времени t_i, указанные стрелками (↓) на рис. 6 и 8. Для примера на рис. 6 справа снизу в легенде показано соответствие представленных кривых радиусам расположения катушек зондов. На рис. 7 и 9 показаны соответствующие радиальные распределения магнитного поля. Так как два многоканальных зонда были расположены по обе стороны от оси Z в диаметрально противоположных направлениях, это позволяло исследовать как симметрию расположения области протекания центрального тока относительно оси пролетной камеры, так и радиальный размер этой области, а также область протекания обратных токов на периферии плазменного потока.

Рис. 6.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на расстоянии z = 35 см от поверхности анода установки (импульс № 4553, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_i ∈ [–2.5; –1.7; –0.9; –0.1; 0.7; 1.5; 2.4; 3.3; 4.2] см [кривые $B_{\varphi }^{*}$(r_i, 35, t)] и r_j ∈ [–3.5; –4.2; –4.9; –5.8; –6.6; –7.4; –8.2; –9.1; –10.0] см [кривые $B_{\varphi }^{{**}}$(r_j, 35, t)]. Справа вверху схематично показано распределение магнитного поля в центральной части плазменного потока в различных его сечениях. Справа снизу в легенде показано соответствие представленных кривых радиусам расположения катушек зондов.

Рис. 7.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на расстоянии z = 35 см от поверхности анода установки (импульс № 4553, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–е) – радиальные распределения магнитного поля B_φ(r), восстановленные из кривых $B_{\varphi }^{*}$(r_i, 35, t) и $B_{\varphi }^{{**}}$(r_j, 35, t) рис. 6 на моменты времени t₁–t₆, указанные стрелками (↓).

Рис. 8.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на расстоянии z = 35 см от поверхности анода установки (импульс № 4562, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_i ∈ [3.5; 4.3; 5.1; 5.9; 6.7; 7.5; 8.4; 9.3; 10.2] см [кривые $B_{\varphi }^{*}$(r_i, 35, t)] и r_j ∈ [–3.5; –4.2; –4.9; –5.8; –6.6; –7.4; –8.2; –9.1; –10.0] см [кривые $B_{\varphi }^{{**}}$(r_j, 35, t)]. Справа в легенде показано соответствие представленных кривых радиусам расположения катушек зондов.

Рис. 9.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на расстоянии z = 35 см от поверхности анода установки (импульс № 4562, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–е) – радиальные распределения магнитного поля B_φ(r), восстановленные из кривых $B_{\varphi }^{*}$(r_i, 35, t) и $B_{\varphi }^{{**}}$(r_j, 35, t) рис. 8 на моменты времени t₁–t₆, указанные стрелками (↓).

В рассматриваемом на рис. 6, 7 случае такое размещение зондов позволяет проводить измерения в области радиусов от r = 4.2 см справа до r = –10 см слева от оси камеры, т.е. с достаточно высокой степенью точности промерить распределение магнитного поля в области оси камеры. В некоторых экспериментах наблюдалась несимметричная форма радиального распределения тороидального магнитного поля B_φ(r), измеренного двумя магнитными зондами при прохождении переднего фронта плазменного потока (см. на рис. 7а распределение B_φ(r) в момент времени t₁). Как следует из распределения B_φ(r) наблюдается несимметричный пролет плазменного потока относительно магнитного зонда, расположенного слева от оси пролетной камеры. Скорее всего, практически все катушки данного зонда находятся вне области локализации магнитного поля осевого струйного выброса. В следующий момент времени (см. распределение B_φ(r) в момент t₂) уже не менее 6‑ти катушек зонда оказывается внутри плазменного потока и регистрируют магнитное поле. Общий вид распределений B_φ(r) на рис. 7 и 9 указывает на существование двух областей в плазменном потоке: области центрального тока, где B_φ(r) ~ r и области, где B_φ(r) ~ 1/rⁿ, n ≈ 0.9–1.0. Характер изменения со временем радиального размера области с B_φ(r) ~ r свидетельствует об увеличении диаметра канала протекания центрального тока в направлении от головной к хвостовой части плазменного потока, как схематически представлено справа вверху на рис. 6 или рис. 19е. Полученный результат находится в хорошем согласии с результатами, полученными ранее в экспериментах на установке КПФ-4 (г. Сухум) [24], а также с моделью, разработанной в работе [33]. В период времени t₂–t₆ диаметр области центрального тока увеличивается с 4.4 см до величины более 7 см. Приближенно линейный характер распределения магнитного поля в виде функциональной зависимости B_φ(r) ~ r в области протекания центрального тока указывает на равномерное распределение плотности тока j_z вдоль радиуса в данной области, согласно следующему выражению j_z(r) ∝ ∂B_φ/∂r + B_φ/r. Также возрастает и радиус области протекания обратного тока. Увеличение внешнего размера плазменного потока в направлении от его головы к хвостовой части наблюдается и на кадровых оптических регистраторах (см. рис. 5).

Аналогичная картина наблюдается в другом выстреле (№ 4562), когда катушки магнитных зондов были разнесены по радиусу от оси пролетной камеры (см. рис. 8 и 9). В данном случае измерения непосредственно на оси не производились, однако такое расположение катушек позволяло исследовать поперечные размеры плазменного потока вплоть до радиуса стенок пролетной камеры (r ≈ 10.3 см). В период времени t₁–t₅ диаметр области протекания центрального тока увеличивается с ~7 см вплоть до 10 см (см. рис. 9). Тороидальное магнитное поле на периферии плазменного потока регистрируется вплоть до радиуса r ~ 8 см на моменты времени t₂, t₃, а в последующие моменты времени t₄–t₆ – вплоть до радиуса стенки пролетной камеры. Таким образом, в хвостовой части плазменного потока область, занимаемая захваченным B_φ-полем занимает весь объем, ограниченный стенками пролетной камеры. Вероятней всего, обратные токи, протекающие на периферии плазменного потока, замыкаются на металлические стенки камеры.

3.2. Результаты измерения аксиального распределения магнитного поля в плазменном потоке

Если сохранение компактности головной части плазменного потока в радиальном направлении при его распространении вдоль оси камеры показано ранее достаточно убедительно (с помощью как магнитных, так и оптических измерений) [15, 17, 23], то вопрос о компактности осевого плазменного выброса в продольном направлении и, особенно, о месте замыкания обратных токов оставался дискуссионным. В предлагаемой нами модели на основании предыдущих измерений распределения тороидальных магнитных полей предполагается, что обратные токи замыкаются непосредственно на сам плазменный сгусток и не связаны с основной разрядной цепью [23–25]. Однако прямых измерений продольного распределения тороидальных магнитных полей, и, соответственно, протяженности продольного осевого тока, проведено не было.

В данной серии экспериментов такие измерения были проведены с помощью двух магнитных зондов, вводимых с торца пролетной камеры. Зонды были расположены симметрично относительно оси камеры на радиусах 3 см и 5 см, как показано на рис. 2в. Каждый зонд мог перемещаться вертикально на различные высоты, что, в отличие от случая радиального расположения зондов, позволило исследовать динамику движения сгустка с магнитным полем вдоль оси Z в диапазоне z ∈ (30, 50) см и более точно определить протяженность области с захваченным магнитным потоком.

На рис. 10 и 12 представлены временные зависимости индукции тороидального магнитного поля [семейство кривых B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t)], измеренные магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см и r_p = 5 см (см. рис. 2в), соответственно. На рис. 11 и 13 показаны аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z), восстановленные из кривых B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t) на некоторые моменты времени t_i, указанные стрелками (↓).

Рис. 10.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (импульс № 4523, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см [кривые B_φ(3, z_i, t)] и r_p = 5 см [кривые B_φ(5, z_j, t)], где z_i ∈ [30.4; 31.2; 32.0; 32.8; 33.6; 34.4; 35.3; 36.2; 37.1] см и z_j ∈ [34.9; 35.6; 36.3; 37.2; 38.0; 38.8; 39.6; 40.5; 41.4] см. В легенде показано соответствие представленных кривых позициям расположения катушек зондов вдоль оси Z.

Рис. 11.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (импульс № 4523, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–л) – аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z) на радиусах r_p = 3 см и 5 см, восстановленные из кривых B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t) рис. 10 на моменты времени t₁–t₁₁, указанные стрелками (↓).

Рис. 12.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 46) см от поверхности анода установки (импульс № 4533, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см [кривые B_φ(3, z_i, t)] и r_p = 5 см [кривые B_φ(5, z_j, t)], где z_i ∈ [30.4; 31.2; 32.0; 32.8; 33.6; 34.4; 35.3; 36.2; 37.1] см и z_j ∈ [39.9; 40.6; 41.3; 42.2; 43.0; 43.8; 44.6; 45.5; 46.4] см. Справа – оптическое кадровое изображение плазменного потока, зарегистрированное в момент времени t_opt = 4.3 мкс. В легенде показано соответствие представленных кривых позициям расположения катушек зондов вдоль оси Z.

Рис. 13.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 46) см от поверхности анода установки (импульс № 4533, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–и) – аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z) на радиусах r_p = 3 см и 5 см, восстановленные из кривых B_φ(3,z_i,t) и B_φ(5,z_j,t) рис. 12 на моменты времени t₁–t₉, указанные стрелками (↓).

Рассмотрим результаты выстрела (№ 4523), в котором измерения магнитного поля проводились при прохождении плазменного потока на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (см. рис. 10 и 11). Особенностью этих измерений является то, что при таком расположении зондов они частично перекрывают друг друга по высоте: часть катушек находится на одинаковом удалении от анода, но на разном расстоянии от оси. Наблюдаемое на рис. 10 различие в профилях сигналов с магнитных зондов, расположенных на различных радиусах r_p = 3 см и 5 см, может быть обусловлено не только более удаленным расположением по высоте катушек зонда на r_p = 5 см, но и неплоской формой переднего фронта плазменного потока. На аксиальных распределениях магнитного поля B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t) в моменты времени t₁–t₃, видно (см. рис. 11), что вначале B_φ-поле начинает регистрироваться катушками зонда на радиусе r_p = 3 см. При этом распределение магнитного поля B_φ(3, z_i, t) в момент времени t₃ в головной части плазменного потока плавно спадает от своего пикового значения $B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}$ ≈ 1.2 кГс, т.н. локального максимума магнитного поля (см. т. А – обозначена стрелкой “←” на рис. 11) до нуля в диапазоне расстояний z ∈ (30, 34) см. В моменты времени t₃–t₈ наблюдается перемещение области $B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}$(3, z_i, t) вдоль оси Z со скоростью $V_{z}^{A}$ ≈ (2.2–3.6) × 10⁶ см/с. При этом следует заметить, что величина B_φ-поля в точке А уменьшается в несколько раз по мере пролета плазмы от z = 30 см до z = 36 см, что свидетельствует о затухании собственных токов, циркулирующих в плазме. На аксиальном распределении B_φ(5, z_j, t), измеренном катушками зонда на радиусе r_p = 5 см, наблюдается та же картина (см. перемещение т. B на рис. 11 в моменты t₁₀, t₁₁).

Характер продольного распределения тороидального поля (наличие локального максимума на распределении B_φ(z)) свидетельствует, скорее всего, о сгустке достаточно малых продольных размеров (несколько сантиметров) в области протекания центрального тока с последующим расширением токового канала, что соответствует результатам измерения радиального распределения тороидального поля, приведенным в п. 3.1 настоящей статьи, и зарегистрированным компактным объектам в экспериментах на установке PF-1000 [17, 25]. После прохождения основного сгустка в большинстве случаев магнитное поле стремится к нулю, что свидетельствует о замыкании основного осевого тока непосредственно на сгусток. Наличие небольшого, отличного в ряде случаев от нуля магнитного поля, может быть следствием утечки части тока по остаточной плазме непосредственно на электроды системы, либо обусловлено прохождением генерируемых в разряде запаздывающих потоков с собственным магнитным полем.

Из аксиальных распределений тороидального магнитного поля определена протяженность области (Δ_z) с захваченным магнитным потоком вдоль оси Z пролетной камеры установки. Так из распределения магнитного поля B_φ(3, z_i, t) рис. 11 в момент времени t₆ видно, что величина Δ_z составляет величину около 5.7 см, в то время как в других выстрелах величина Δ_z могла быть несколько больше – 6–7 см. В последнем случае большое значение Δ_z обусловлено в основном длительной хвостовой частью плазменного потока. В п. 3.3 настоящей статьи будут более подробно рассмотрены особенности распределения магнитного поля в головной и хвостовой частях плазменного потока.

Далее, рассмотрим поведение осевого струйного выброса на бóльшей пролетной базе вдоль оси пролетной камеры. В выстреле № 4533 измерения тороидального магнитного поля проводились при прохождении плазменного потока на пролетной базе z ∈ (30, 46) см от поверхности анода установки (см. рис. 12 и 13). В данном случае не было частичного перекрытия позиций расположения катушек двух многоканальных магнитных зондов вдоль оси Z, как в рассмотренном ранее случае на рис. 11. Как и следовало ожидать, увеличилась задержка появления сигналов с зондов на r_p = 3 см и 5 см с 0.7 мкс до 1.5 мкс. На оптическом кадровом изображении (см. рис. 12 справа), зарегистрированном на t_opt = 4.3 мкс вблизи момента появления сигналов с зонда на r_p = 3 см, видно, что указанный зонд уже погружен в плазму. В это же время в области радиуса r_p = 5 см не наблюдается оптического свечения плазмы, т.е. передний фронт плазменного потока туда не дошел. В рассматриваемом выстреле скорость смещения $V_{z}^{A}$ области с максимальным уровнем магнитного поля на аксиальном распределении B_φ(3, z_i, t) лежит в диапазоне (2.2–3) × 10⁶ см/с (см. распределения магнитного поля в моменты t₁–t₅ на рис. 13). Разница в увеличенной на 4 см пролетной базе по сравнению со случаем, представленным на рис. 11, объясняет увеличенную до 1.5 мкс задержку в появлении сигналов с зондов на радиусах r_p = 3 см и 5 см с учетом полученной оценки скорости $V_{z}^{A}$. В представленном примере перемещение области с магнитным полем прослеживается более отчетливо. Протяженность области с захваченным магнитным потоком составила Δ_z ~ ~ 7 см.

Следует заметить, что на представленных аксиальных распределениях магнитного поля B_φ(z) отсутствует область с B_φ(z) = Const (т.н. “плато”), связанная с прохождением протяженной вдоль оси Z области протекания центрального тока. Действительно, все распределения B_φ(3, z_i, t) на рис. 11 и 13 имеют в голове потока плавно нарастающий до максимума профиль и сразу же спадающий после максимума профиль в хвосте потока. Однако, в некоторых выстрелах зарегистрирована иная картина.

На рис. 14 представлена радиальная оптическая щелевая развертка на различных расстояниях z_opt = [30.5; 35.0; 39.5] см вдоль оси пролетной камеры. На всех подобных изображениях щелевых разверток в данной статье штриховыми линиями обозначены радиусы r_p расположения магнитных зондов, а штрихпунктирными линиями – ось Z пролетной камеры. В правой части каждого изображения развертки построена шкала соответствия между отсчетами интенсивности и цветовыми градациями. Число отсчетов интенсивности для 8-битного представления изображения щелевой развертки лежит соответственно в диапазоне от 0 до 255.

Рис. 14.

Результаты сравнения данных с оптической радиальной развертки (вверху) и магнитных зондов (внизу) в импульсе № 4540, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж: 1–3 – временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см на высотах z_p = [30.4; 35.3; 39.9] см, соответственно. Пространственные щели оптической развертки располагались на высотах z_opt = [30.5; 35.0; 39.5] см.

На представленной щелевой развертке видно длительное (до 2 мкс) прохождение области плазменного потока с интенсивным свечением, обозначенное на рис. 14 фигурной скобкой с подписью “плато”. Средняя скорость движения данной области на пролетной базе z_opt = 30.5–39.5 см, определенная по задержке появления свечения на различных высотах, составила $V_{z}^{{opt}}$ ≈ 3 × 10⁶ см/с. В этом же промежутке времени t₁–t₆ на аксиальных распределениях тороидального магнитного поля B_φ(3, z_i, t) (см. рис. 15) наблюдается прохождение области B_φ(z) = Const. Такое “плато” на распределении B_φ(z) образуется, когда некоторые катушки зонда, в данном примере 5 катушек, расположенные на одном и том же радиусе r_p = 3 см, находятся снаружи области протекания центрального тока, где B_φ ~ 1/r. В этом случае катушки будут регистрировать одинаковый уровень тороидального магнитного поля. Как следует из распределения B_φ(z), представленного в момент времени t₃ на рис. 15в, область плато имеет протяженность $\Delta z_{{pl}}^{{mag}}$ ~ 3.3 см вдоль оси Z пролетной камеры. Полученное значение $\Delta z_{{pl}}^{{mag}}$ хорошо совпадает с оценкой наиболее ярко светящейся части плазменного потока $\Delta z_{{pl}}^{{opt}}$ ~3.9 см, полученной из оптической развертки следующим образом: $\Delta z_{{pl}}^{{opt}} = V_{z}^{{opt}} \cdot \Delta t$, где Δt ≈ 1.3 мкс. Следует также заметить, что небольшое “плато” наблюдается и на распределениях B_φ(5, z_i, t), зарегистрированных зондом на радиусе r_p = 5 см (см. рис. 15д, е), т.е. область с распределением тороидального магнитного поля в виде B_φ ~ 1/r может простираться не менее чем до радиуса 5 см.

Рис. 15.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 46) см от поверхности анода установки (импульс № 4540, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–е) – аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z) на радиусах r_p = 3 см и 5 см, восстановленные на моменты времени t₁–t₉, указанные стрелками (↓) на рис. 14.

Динамика распространения осевого струйного выброса вдоль оси Z пролетной камеры установки анализировалась по результатам обработки данных с оптических коллиматоров (о) и магнитных зондов () и представлена на рис. 16. На верхней части рисунка по оси абсцисс отложена задержка появления сигнала с оптического коллиматора или магнитного зонда на различной высоте z от поверхности анода относительно “особенности” на производной полного тока dI/dt, по оси ординат отложена позиция коллиматора (или зонда) на высоте z. Иными словами, представлена временная зависимость z(t) появления свечения плазмы (или магнитного поля) на расстоянии z от анода установки. Там же кривыми 1 и 2 представлена интерполяция экспериментальных точек (о и ) полиномом n-степени (n = 5), соответственно.

Рис. 16.

Динамика распространения осевого струйного выброса вдоль оси Z пролетной камеры установки по результатам обработки данных с оптических коллиматоров (⚪) и магнитных зондов (). Временные зависимости: сверху – z(t) появления свечения плазмы (или магнитного поля) на расстоянии z от анода установки. Кривые 1, 2 – интерполяция экспериментальных точек (⚪ и ) полиномом n-степени (n = 5), соответственно; снизу – кривые 3, 4 аксиальной скорости движения плазмы, полученной путем дифференцирования кривых 1 и 2, соответственно.

Интересным с точки зрения анализа кривых 1 и 2 является значение z₀ = z(0) в момент особенности на dI/dt (t = 0). Видно, что кривые 1 и 2 пересекают ось ординат в диапазоне значений z₀ = = 7–11 см. Полученное таким образом значение z₀ в первом приближении можно считать оценкой сверху высоты пинча в момент генерации осевого струйного выброса вблизи “особенности” на производной полного тока dI/dt. Информация о значении z₀ необходима для надежной оценки скорости осевого струйного выброса в момент его генерации и движения в начале пролетной базы.

На нижней части рис. 16 представлены временные зависимости скорости движения плазменного потока V_z = dZ/dt (кривые 3 и 4), рассчитанные путем численного дифференцирования кривых 1 и 2. Следует заметить, что кривые 3 и 4, полученные по данным оптических коллиматоров и магнитных зондов, оказались близки и подобны друг другу. Характер полученных кривых 3 и 4 указывает на торможение плазменного потока по мере его движения на пролетной базе z ∈ ∈ (10, 65) см. Из представленных данных рис. 16 следует, что на стадии пролета плазменным потоком центральной области первой секции пролетной камеры (z = 35 см) скорость его движения вдоль оси установки лежит в диапазоне V_z = (3–5) × 10⁶ см/с. Близкое значение скорости V_z получено из аксиальных распределений магнитного поля B_φ(z), измеренных магнитными зондами при пролете плазмой центрального сечения первой секции камеры (см. рис. 11 и 13), а также оптических разверток (см. напр. рис. 14).

По совокупности многих серий экспериментов на установке ПФ-3 построена зависимость максимального уровня азимутального магнитного поля $B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}$, зарегистрированного зондом в позиции r_p = 2 см, от расстояния z над поверхностью анода (z = 0). На рис. 17а представлена указанная зависимость $B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}(z)$.

Рис. 17.

Результаты измерений магнитных полей и оптического свечения плазмы осевого струйного выброса на различной дистанции z вдоль оси установки, отсчитанной от поверхности анода установки (z = 0): а) – диссипация магнитного потока B_φ-поля в плазменном потоке. Максимальная величина индукции тороидального магнитного поля $B_{\varphi }^{*}$, регистрируемая магнитным зондом в позиции r_p = 2 см; б) – мгновенная скорость плазменного потока V_z, восстановленная по данным оптических коллиматоров. Аппроксимация экспериментальных точек (⚫ и ⚪) выполнена в виде ƒ(z) = ƒ₀ ⋅ exp(–K ⋅ z).

Так, в случае, когда измерения проводились на расстоянии z ≈ z₀ = 10 см от поверхности анода максимальный уровень тороидального магнитного поля в месте расположения зонда достигает значения $B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}\sim 30$ кГс. В предположении, что осевой (центральный) ток в плазменном потоке совпадает с осью Z камеры установки, то пересчет B_φ-поля в точке измерения (r_p = 2 см) на величину тока в предположении функциональной зависимости B_φ ~ 1/r дает оценку I = $5B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}{{r}_{p}}$ = $10B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}$ ≈ ≈ 300 кА. Эта оценка в 35 раз больше величины тока (~8.5 кА), измеренного зондом в первой секции пролетной камеры на высоте z = 35 см от поверхности анода в наших предыдущих экспериментах [22]. Таким образом, происходит диссипация магнитного потока B_φ-поля в осевом плазменном выбросе по мере его продвижения вдоль оси установки. Согласно следующей аппроксимации экспериментальных точек (⚫) рис. 17а в виде $B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}(z)$ = B_φ0 ⋅ exp(–K_B ⋅ z) сделана оценка дистанции z_mag пролетной базы, на которой происходит уменьшение величины $B_{\varphi }^{{{\text{max}}}}$ в e‑раз.

Подобным образом на рис. 17б представлена мгновенная скорость плазменного потока V_z, восстановленная по результатам обработки сигналов с оптических коллиматоров на различной высоте z от поверхности анода установки. Следует заметить, что полученное значение z_mag ≈ 3.3 см оказалось на порядок меньшим, чем дистанция z_opt ≈ ≈ 30 см, на которой происходит уменьшение скорости движения плазменного потока V_z в e-раз, определенной по данным с оптических коллиматоров [34]. При этом на расстоянии z ≈ z₀ = 10 см от поверхности анода значение аксиальной скорости V_z составляет величину около 9 × 10⁶ см/с. Вполне возможно, что именно с такой скоростью происходит отрыв плазменного потока на стадии его генерации – стадии, когда происходит разрушение пинча вблизи особенности на производной полного тока dI/dt. Следует заметить, что несколько иная оценка скорости V_z ≈ 7 × 10⁶ см/с получена по данным рис. 16. Скорее всего, разница в значениях скоростей объясняется как различным способом интерполирования данных – экспоненциальной функцией ƒ(z) = ƒ₀ ⋅ exp(–K ⋅ z) и полиномом 5-й степени, так и отсутствием надежных данных с оптических коллиматоров в области z ∈ (10, 30) см (см. рис. 17б).

3.3. Особенности распределения магнитного поля в головной и хвостовой частях плазменного потока

В этой части статьи представлены особенности распределения магнитного поля в головной и хвостовой частях плазменного потока, которые были зарегистрированы в некоторых экспериментах (см. рис. 18–23). Следует выделить наиболее ясно прослеживающиеся детали на профиле аксиальных распределений B_φ(z) рис. 19, 21 и 23: обратное направление тороидального магнитного поля в голове и в хвосте потока, обозначенное на рисунках в виде B_φ“–”, а также отдельные пики (локальные максимумы) на профиле B_φ(z), обозначенные буквами “A₁” и “A₂”.

Рис. 18.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (импульс № 4519, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см [кривые B_φ(3, z_i, t)] и r_p = 5 см [кривые B_φ(5, z_j, t)], где z_i ∈ [30.4; 31.2; 32.0; 32.8; 33.6; 34.4; 35.3; 36.2; 37.1] см и z_j ∈ [34.9; 35.6; 36.3; 37.2; 38.0; 38.8; 39.6; 40.5; 41.4] см. В легенде показано соответствие представленных кривых позициям расположения катушек зондов вдоль оси Z.

Рис. 19.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (импульс № 4519, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–з) – аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z) на радиусах r_p = 3 см и 5 см, восстановленные из кривых B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t) рис. 18 на моменты времени t₁–t₈, указанные стрелками (↓); е) – структура осевого плазменного потока. Показаны: стрелками – схема циркуляции центрального (I_c) и обратного токов (I_r); пунктирными линиями – радиальное распределение азимутального магнитного поля в плазменном потоке B_φ(r) в его центральной части (B_φ ~ r) и на периферии (B_φ ~ 1/rⁿ) в сечениях 1 и 2.

Рис. 20.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (импульс № 4529, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см [кривые B_φ(3, z_i, t)] и r_p = 5 см [кривые B_φ(5, z_j, t)], где z_i ∈ [30.4; 31.2; 32.0; 32.8; 33.6; 34.4; 35.3; 36.2; 37.1] см и z_j ∈ [34.9; 35.6; 36.3; 37.2; 38.0; 38.8; 39.6; 40.5; 41.4] см. В легенде показано соответствие представленных кривых позициям расположения катушек зондов вдоль оси Z.

Рис. 21.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (импульс № 4529, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–и) – аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z) на радиусах r_p = 3 см и 5 см, восстановленные из кривых B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t) рис. 20 на моменты времени t₁–t₉, указанные стрелками (↓).

Рис. 22.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (импульс № 4522, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см [кривые B_φ(3,z_i,t)] и r_p = 5 см [кривые B_φ(5,z_j,t)], где z_i ∈ [30.4; 31.2; 32.0; 32.8; 33.6; 34.4; 35.3; 36.2; 37.1] см и z_j ∈ [34.9; 35.6; 36.3; 37.2; 38.0; 38.8; 39.6; 40.5; 41.4] см. В легенде показано соответствие представленных кривых позициям расположения катушек зондов вдоль оси Z.

Рис. 23.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 42) см от поверхности анода установки (импульс № 4522, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–и) – аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z) на радиусах r_p = 3 см и 5 см, восстановленные из кривых B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t) рис. 22 на моменты времени t₁–t₉, указанные стрелками (↓).

В некоторых выстрелах на переднем фронте временных зависимостей индукции тороидального магнитного поля (см. напр. семейство кривых B_φ(3, z_i, t) на рис. 18) зарегистрирован знакопеременный характер изменения B_φ-поля. В данном случае магнитный зонд регистрирует прохождение переднего фронта плазменного потока, внутри которого существуют области с противоположным направлением силовых линий B_φ‑поля. В моменты времени t₁–t₄ на аксиальных распределениях B_φ-поля наблюдается прохождение области с B_φ “–” (см. рис. 19) вдоль оси в диапазоне z ∈ (32, 36) см. Такая ситуация связана с азимутальной неоднородностью растекания тока в головной части плазменного потока, как схематически показано на рис. 19е. Аналогичная ситуация может реализовываться и в хвостовой части потока (см. напр. семейство кривых B_φ(3, z_i, t) на рис. 20 и распределения B_φ(z) на рис. 21 в моменты t₅–t₈). Также в некоторых случаях, в приосевой области плазменного потока (см. распределения B_φ(z) на рис. 19 в моменты t₄, t₅ или на рис. 23 в моменты t₃–t₅) наблюдается прохождение нескольких областей с повышенным уровнем B_φ-поля (см. т. А₁ и А₂). Это может быть связано как с прохождением двух близко идущих друг за другом плазменных сгустков (см. т. А₁ и А₂ на рис. 19д), так и с прохождением основного плазменного потока (см. т. А₂ на рис. 23в–д) с впередиидущим фор-сгустком (т. А₁). Так, в первом случае расстояние между точками А₁ и А₂ составляет z(A₁)–z(A₂) ≈ 1.8 см, а во втором фор-сгусток отстоит от основного потока на z(A₁)–z(A₂) ≈ 4 см. В пользу предположения о нескольких идущих друг за другом сгустков свидетельствуют также данные с кадровых ЭОП-регистраторов (см. рис. 24) и радиальных оптических разверток (см. рис. 25).

Рис. 24.

Кадровые оптические изображения плазменного потока (импульсы № 4548 и № 4554, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж) по данным ЭОП-регистрации при прохождении плазмой позиции z = 35 см в момент времени t_opt относительно момента особенности на производной полного тока: а) – на t_opt = 4.7 мкс; б) – на t_opt = 4.4 мкс. Масштаб сетки 1 см × 1 см.

Рис. 25.

Результаты сравнения данных с оптической радиальной развертки (вверху) и магнитных зондов (внизу) в импульсе № 4535, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж: 1–3 – временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см на высотах z_p = [30.4; 35.3; 39.9] см, соответственно. Пространственные щели оптической развертки располагались на высотах z_opt = [30.5; 35.0; 39.5] см.

Например, из оптической щелевой развертки рис. 25 следует, что впереди основного тела плазменного потока могут лететь несколько фор-сгустков. В представленном случае в явном виде наблюдается до 3-х фор-сгустков. Один из них, обозначенный на всех развертках надписью “фор-сгусток”, расположен на расстоянии около 3 см от оси пролетной камеры. В том же месте пролетной камеры был расположен магнитный зонд, сигналы с которого синхронизованы с изображением оптической развертки и представлены ниже на этом же рисунке (кривые 1–3). Выбраны сигналы с 3-х из 9-ти катушек магнитного зонда, позиции которых z_p = [30.4; 35.3; 39.9] см вдоль оси пролетной камеры соответствовали позициям пространственных щелей камеры оптической развертки z_opt = [30.5; 35.0; 39.5] см. Из сравнения данных магнитных зондов и оптических разверток следует, что в момент пролета указанного на рисунке фор-сгустка положения зонда на радиусе r_p = 3 см на кривых 1–3 присутствует пьедестал. Далее, магнитные зонды регистрируют сильное увеличение B_φ-поля до пикового значения ~0.6 кГс и последующий его спад практически до нуля. Пиковые значения магнитного поля регистрируются зондом во время пролета положения зонда наиболее ярко светящейся части плазменного потока. Следует заметить, что временной спад оптического излучения происходит быстрее, чем спад магнитного поля. В рассматриваемом случае через ~15 мкс после пролета первого плазменного потока регистрируется рост уровня B_φ‑поля выше 0.3 кГс, регистрируемого зондом в позиции z_p = 30.4 см. В это же время на оптической развертке в позиции z_opt = 30.5 см регистрируется увеличение оптического свечения, связанного с приходом второго плазменного потока.

Прохождение двух близко идущих друг за другом сгустков, как наблюдалось на аксиальных распределениях тороидального магнитного поля (см. напр. рис. 19), также было зарегистрировано на оптических щелевых развертках (см. рис. 26). Из сравнения зондового сигнала в позиции z_p = = 30.4 см (кривая 1) и данных оптической развертки в позиции z_opt = 30.5 см, прослеживается некоторая корреляция 2-х пиковой формы зондового сигнала с прохождением двух явно выраженных областей интенсивного свечения в плазменном потоке.

Рис. 26.

Результаты сравнения данных с оптической радиальной развертки (вверху) и магнитных зондов (внизу) в импульсе № 4536, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж: 1–3 – временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см на высотах z_p = [30.4; 35.3; 39.9] см, соответственно. Пространственные щели оптической развертки располагались на высотах z_opt = [30.5; 35.0; 39.5] см.

Попутно следует заметить, что на оптических развертках, зарегистрированных в других позициях вдоль оси пролетной камеры z_opt = 35.0 см и 39.5 см не наблюдается прохождения двух областей повышенного свечения плазмы. При этом катушки магнитного зонда, расположенные в близких позициях z_p = 35.3 см (кривая 2) и z_p = = 39.9 см (кривая 3), регистрируют тоже только один пик роста B_φ-поля.

3.4. Взаимодействие плазменного потока с конструкционными особенностями пролетной камеры

В серии экспериментов, обсуждаемой в этом разделе статьи, дистанция распространения осевого струйного выброса была ограничена высотой пролетной камеры установки. При этом нижний край торцевого фланца пролетной камеры располагался на высоте z ≈ 51 см над поверхностью анода установки (см. рис. 2в). В предыдущих экспериментах было показано, что плазменный поток может распространяться на расстояния не менее z = 95 см [35], поэтому в данном случае происходило взаимодействие плазменного потока с торцевым фланцем сразу же в этой секции пролетной камеры.

На рис. 27–30 представлены результаты измерений магнитных полей как вблизи центрального сечения пролетной камеры (z ≈ 30–37 см) на радиусе r_p = 3 см, так и вблизи торцевого фланца (z ≈ 44–50 см) на радиусе r_p = 5 см. Как видно из распределений магнитного поля B_φ(3, z) рис. 28 и 30 в период времени t₁–t₄ зондом, расположенным на радиусе r_p = 3 см, регистрируется прохождение области плазменного потока с максимальным уровнем B_φ-поля (обозначен т. A) со скоростью V_z ≈ (2.1–3.5) × 10⁶ см/с. В некоторых случаях, как было рассмотрено в п. 3.3, наблюдается прохождение двух областей с различным уровнем тороидального магнитного поля (обозначены как А₁ и A₂). В следующий период времени t₅–t₉ на аксиальном распределении магнитного поля, измеренном зондом на r_p = 5 см, также наблюдается прохождение области с пиковым уровнем магнитного поля ~0.3–0.4 кГс (обозначен т. B). Следует заметить, что на распределении B_φ(5, z) в области значений z = 46–50 см со временем развивается повышенный примерно в 2 раза уровень магнитного поля по сравнению с т. B. Данная область отмечена как B_φ“↑”. Такое кратное увеличение уровня B_φ-поля, захваченного плазменным потоком, связано со взаимодействием головной части потока с торцевым фланцем пролетной камеры вблизи позиции z ≈ 50 см. При таком взаимодействии происходит торможение плазмы на фронте потока (см. данные z(t) на рис. 16) и деформация токового контура, связанного с магнитным потоком B_φ-поля. При этом, согласно хотя бы частичному сохранению магнитного потока через данный контур, в нем увеличивается индукция тороидального магнитного поля. Кинетическая энергия направленного вдоль оси Z движения плазменного потока частично преобразуется в энергию магнитного поля. Такое неупругое взаимодействие плазменного потока с торцевым фланцем пролетной камеры приводит к его отражению в обратную сторону за счет давления сжатого потока B_φ-поля и внутреннего давления плазмы. Расширение плазменного потока приводит к уменьшению величины тороидального магнитного поля, которое наблюдается начиная с t > 20 мкс (см. семейство кривых B_φ(5, z_j, t) на рис. 29). Следует заметить, что такое отражение плазменного потока от торцевого фланца пролетной камеры было обнаружено ранее в экспериментах на установке ПФ-3 [31–35].

Рис. 27.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 50) см от поверхности анода установки (импульс № 4542, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см [кривые B_φ(3, z_i, t)] и r_p = 5 см [кривые B_φ(5, z_j, t)], где z_i ∈ [30.4; 31.2; 32.0; 32.8; 33.6; 34.4; 35.3; 36.2; 37.1] см и z_j ∈ [43.9; 44.6; 45.3; 46.2; 47.0; 47.8; 48.6; 49.5; 50.4] см. В легенде показано соответствие представленных кривых позициям расположения катушек зондов вдоль оси Z.

Рис. 28.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 50) см от поверхности анода установки (импульс № 4542, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–и) – аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z) на радиусах r_p = 3 см и 5 см, восстановленные из кривых B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t) рис. 27 на моменты времени t₁–t₉, указанные стрелками (↓).

Рис. 29.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 50) см от поверхности анода установки (импульс № 4543, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): временные зависимости индукции тороидального магнитного поля, измеренной магнитными зондами на радиусах r_p = 3 см [кривые B_φ(3, z_i, t)] и r_p = 5 см [кривые B_φ(5, z_j, t)], где z_i ∈ [30.4; 31.2; 32.0; 32.8; 33.6; 34.4; 35.3; 36.2; 37.1] см и z_j ∈ [43.9; 44.6; 45.3; 46.2; 47.0; 47.8; 48.6; 49.5; 50.4] см. В легенде показано соответствие представленных кривых позициям расположения катушек зондов вдоль оси Z.

Рис. 30.

Результаты измерений тороидальных магнитных полей в плазменном потоке на пролетной базе z ∈ (30, 50) см от поверхности анода установки (импульс № 4543, газ Ne, P₀ = 2.0 Торр, U₀ = 9 кВ, W₀ = 370 кДж): (а–и) – аксиальные распределения магнитного поля B_φ(z) на радиусах r_p = 3 см и 5 см, восстановленные из кривых B_φ(3, z_i, t) и B_φ(5, z_j, t) рис. 29 на моменты времени t₁–t₉, указанные стрелками (↓).