Динамические и электрофизические явления при взаимодействии интенсивных потоков заряженных частиц с веществом Яловец, Александр Павлович

Введение к работе

Актуальность темы. РазЕ ітие ускг рителькой техники ^растеризуется в настоящее время наличием ускорителем электропоз и ионсв, обеспечивающих в импульсном режиме мощности до КН** Вт при амплитуде тока до единиц мегаампер и напряжения до десятков мегазольт.

Характерной особенностью взаимодействия таких пучков заряженных частиц с веществом является нелинейность, которая есть следствие взаимной связи гроцессов переноса первичных частиц, изменения состояния среды, генерации электромагнитного поля. Таким образом, под мощным или интенсивным потоком заряженных частиц (ИПЗЧ) здесь понимается поток ускоренных электронов или ионов, взаимодействие которого с веществом носит нелинейный хараістср.

Круг задач о взаимодействии ИПЗЧ с веществом чреззычайно широк, но наибольшее внимание сегодня привлекают задачи о взаимодействии потока частиц с диэлектриками и металлами.

При облучении диэлектриков й результате накопления объемного заряда возникает электрическое поле , которое оказывает влияние на перепое первичных частиц в веществе при плотностях падающего тока >10"^ А/см^.

При облучении гкеталлез, вследствие ігх большой проводимости, накопления заряда не прсісходит, но при плотностях потсігз мощности >10' Вт/гаг^ образуется плазма, тормозные СЕОйстза которой могут отличаться от тормозных свойств исходного вещества, и в которой генерируется электромагнитное поле, способное оказать существенное влияние на перенос

Хотя внешне процессы, протекающие при облучении металлов и диэлектриков аїльно отличаются, физическая природа явлений одинакова и взаимодействие заряженных частиц с диэлектриками и металлами описывается похожими системами уравнений.

Состояние проблемы взаимодействия ИПЗЧ с веществом характеризуется сегодня наличием большого объема экспериментальных результатов, многие из которых не имеют удовлетворительного объяснения. Так, например, в

4 экспериментах Бурыакина В.А. и Попова В.К. (ФХОМ, 11)73, N6, с.5) по воздействию сфокусированного электронного пучка (плотност*- тока >10** A./cwr, энергия частиц -100 кэВ) на металлы наблюдалась 'аномально большая эмиссия' электронов с облучаемой поверхности мишени. При приложении к мишени положительного потенциала ~60В из нее эмитировались пологгчтельные частицы.

В НИИ ядерной физики (г. Томск) при облучении металлической клшени мощным ионным пучком были обнаружены интенсивное рентгеновское излучение (Диденко А.Н. и др. Письма в ЖТФ, 1988, т.14, в.9, е.791) и двухвол^ эвая структура поля напряжения в твердотельной части мишени (Chistjakov S.A. el ,,1. NucUnsir. &.Meth., 193B, v.2, p.342).

Отсутствие объяснений как перечисленных выше явлелий, так и ряда других обусловлено и.. сложностью постановки эксперимента и, главное, отсутствием соответствующих теоретических работ. Задача о взаимодействии ИПЗЧ с веществом тпеоует рассмотрения упругого и неуъругого рассеяния часі-иц пучка на атомах и ионах мишени, формирования электромагнитного потя в среде и воздействие эт„го поля Hf движение частиц, динамики вещества мишени с учетом фаговых превращений, определения различных коэффициентов переноса в широком диапазоне плотностей, тсглператур и давлений. Система уравнений, описывающая взаимодействие ИПЗЧ с веществом, включает в себя:

1. кинетическое /равнение для частиц пучка, у~итьи, лощее воздействие на перенос электромагнитного поля;

2. уравнения механш. х сплошной среды и широкодиапазонпые уравиелия состояния;

3. макроскопические уравнения Максвеллг. для электромагнитного поля:

4) уравнения для расчета степени ионизации и
! коэффициентов переноса среды - (проводимости,

коэффициента тьіілопроводности, коэффициента термо э.д.с);

5) уравнение переноса излучения.

Суд-і по публикациям в отечественной и зарубежной ¹ литературе данная задача в полном объеме никем не решалась,

но имеется достаточно иного работ, где рассматривались отдельные вопросы проблемы. Наибольшее внимание различными авторами уделялось:

исследованию влияния электромагнитного поля ня распределение поглощенной энергии в среде при ее облучении сильноточным электронный пучком;

исследованию формирования ударных волн з твердотельной части мишени при облучении электронными и ионными пучками;

исследованию кинетики накоплен-тя заряда в высокоомяых материалах

Значительно меньше работ посвящено вопросам формирозаїшя электромагнитного поля в проводящей среде при ее облучении потоками саряжешшх частиц и практически отсутствуют публикации по исследованию электрофизических процессов е пучковой плазме.

Таким образом, теоретическое описание взаимодействия ИПЗЧ с веідееттюм пе удовлетворяет потребностям практгаси и создание полных к обоснованных математических моделей физических процессов для данного класса задач и эффективных методов их численной реализации представляется еесьма актуальным.

Цель работы.

Целью работы язля»тся> коьтроеяие физической модели взаимодействия хштенеязлых пучков заряженных частиц с веществом, разработка гффекпгаиых численных методов решения уравнений, описывающих физическую модель, гфоведение численных исследований динамических и электрофизических яалений, установление общих закономер-ностей взаимодействия пучков с мишенью и объяснение в рамках построенной модели экспериментальных результатов.

Научная новизна.

1. Сформулирована замкнутая система уравнений для описания взаимодействия ИПЗЧ с веществом в стационарном и нестационарном приближениях.

2 Разработан новый (многошаговьв!) метод расчета переноса заряженных частиц в веществе, который корректно учитывает процессы упругих и неупругих столкновений частиц

с атомами среды, образования вторичных частиц, влияние на перенос электрического и магнитного полей. Метод основан на полуаналитическом решении кинетического уравнения интегрального типа и реализован для плоской и двумерной геометрии.

3. Предложен новый метод интегрирования уравнений движения заряженных частиц в неоднородном нестационарном электромагнитное поле, с помощью которого решена задача переноса электронов в плотной неоднородной плазме.

4. Разработан новый метод решения уравнений механики сплошной среды в лагранжевых переменных, позволяющий моделировать динамику вещества в широкой области фазовой диаграммы. Основу метода составляет полученное е работе аналитическое решение уравнений механики сплошной среды для малого элемента вещества.

5. Разработаны и реализованы стационарная и
нестационарная самосогласованные модели взаимодействия
потоков заряженных частиц с веществе і с учетом заряжения.
Для решения нестационарных уравнений кинетики объемного
заряда предложен новый метцд, использующий расщепление по
физическим процессам и по. .ученные для малого временного
шага аналитические решения. На основе этих моделей впервые
проведены систематические численные исследования
заряжения различных диэлектриков при их облучении
потоками электронов, ионов, нейтралов и тормозными квантами.

6. Проведены исследования формирования электро
магнитного поля в мишени при облучении ее сильноточным
Электр^ шилм пучком. Показана роль различных механизмов
генерации электромагнитного поля в среде с учетом ее
термодинамического состолния. Впервые при расчете
стационарного магнитного поля был учтен ток термализовавяых
электронов Сформулированы критерии влияния электро
магнитного поля на перекос в -еществе быстрых заряженных
частиц.

7. Выполнены системчтические исследования формиро
вания волн напряжения в твердотельной части мишени при
облучении интенсивными потоками электронов, ионов, г .акжє
смешанными погонами иовов е диапазоне плтностей потоков
мо/цности до іО** Вт/см- Показана роль плазменного факела, в
формировании полей напряжения в

мишени. Получены общие закономерности, связывающие форму и амплитуду вола напряжения в твердом теле в зависимости от тока, энергии частиц пучгг, Впераыг дани объяснение двухволнсвой структуры псля напряжения, образующегося в мишени при ионном облучении. Впервые исследованы свойства пучковой плазмы (распределения массовой плотности, температуры, проводимости, степени ионизации) в зависимости ит параметров пучка.

8. Вперзые выполнены исследования некоторых электрофизических яр тений в пучковой плазме, чп позволило дать объяснение ряду экспериментальных результатов. Так, nanpriiep, исследования генерации тока в плазменном факеле позволили объяснить- явление аномальной эмиссии из мишени при ее облучении сфокусировапнык электронным пучком, а также предлагать механизм генерации коротковолнового излучения из мишени при ионном облучении. Также показано, что эффект усиления знерговклада \ в тонкую мишрнь при облучении сильноточным электронным пучком является следствием взаимного влияния процессов переноса быстрые частиц, гидродинамического разлета среды и формирования магнитного поля.

Научная и практкчеекая ценность работы.

Результаты работы вносят существенный вклад в
поникание физических процессов, протекающих при
взаимодействии ИПЗЧ с веществом. Выполненные
исследования позволяли дать объяснение ряду

экспериментальных результатов.

При построении физической модели, записи уравнений и разработке методов их решения, принималась во внимание возможность проведения вычислений для конкретных экспериментальных условий, а именно, предусмотрено задание реальной формы импульса тока и напряжения пучка электронов или ионов, реальной геометрии мишени, реальных граничных условий.'

Здесь были разработаны достаточно эффективные методы решения различных уравнений, которые открывают широкие возможности для решения самых сложных задач на ЭВМ средней мощности IBM.PC/AT386. Созданные на основе

8 этих методов пакеты программ нашли уже применение в различных технологических приложениях

На защиту выносятся следующие оаучвые положения к результаты:

- многошаговый метод расчета переноса излучений в веществе,
позволяющий с высокой точностью и у злыми затратами
машинного времени вычислять характеристики поля
излучения;

метод моделирования переноса заряженных частий в веществе при наличии электромагнитного поля с учетом термодинамического состояния среды и реальной геометрии эксперимента^-

метод решения уравнений механики сплошной среды, позволяющий рассчитывать течения среды в самой широкой области фазовой диаграммы;

результаты численных исследований взаимодействия потоков заряженных частиц с веществом с учетог заряжения;

результаты численных исследований формирования электромагнитного поля в веществе При облучении интенсивным потоком заряжен шх частиц;

результаты численных исследований генерации упруго-пластическиу волн в мишенях и характеристик пучковой плазмы;

результаты численных исследований некоторых электрофизических явлений при взаимодействии интенсивных потоков заряженных частиц с веществом, включая генерацию тока пучкове:! .їлазмой. механизм генерации коротковолнового излучения из мишени при ионном облучении, увеличение энерговклада з тонкую мишень при электронном облучении.

Апробация работы. Результаты данной работы докладывались и обсуждались на Всесоюзных конференциях по защите от ионизирующих излучений ядерно-технических установок іМосхва 1978, Тбилиси 1981, Томск 1985, Протвино 1989); на VI (1988) и VD(1990) Совещаниях по уравнениям состояния (п.Эльбрус\; на Всесоюзных конференциях 'Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженш»лс частиц' \їомск 1988, Свердлова: 1991); на Всесоюзных симпозиумах по сіільеоточкой электронике (Томск 1984, 1988;

9 Свердловск 1990); па Всесоюзных конференциях пс физике плазмы (Зпеїпігород 1933, 1990); на 8 международной конференции ВЕАМ-90 (Новосибирск, 1990), на 3 международной конференции по физике высоких плотностей энергии (г.Кыштым, 1992), научных семинарах ИЭФ УРоРАЯ (гЕкатеринбург), ИСЭ СО РАН (г.Томск), НИИЯФ при ТПУ (г.ТОМСК), ИЯФ СО РАН (г.Нозосибирск), ИАЭ им. MJB. Курчатова (пМосквя), ВНИИТФ (г.Челябинск). Структура и объем работы:

Диссертация состоят из введения, семи глав, заключения я пята приложений, изложенных па 267 страницах текста, иллюстрированного рисунками на 86 страницах, включает список литературы из 215 наименований.

СОДЕРЗЇЄЛНИЕ РАБОТЫ

Во птелетти хараісгеризуется тема исследования, дан краткий обзор ее современного состояния, оценивается актуальность, определены цели и задачи работы, краттсо излагается содержание диссертации. ..

Первая, глава посвящена изложению ыногошат свого метода решении задачи переноса излучения в вещестье. Бпервые идея многошагового катода была сформулирована Евдокимовым О. Б. при решении задачи переноса быстрых электрсяоз о приблихісппа пгпрерываого замедления.

Дальпейшга развитие этого метода позволило решить задачу переноса элгктрст:ез d вешесгзз с электрическим полем, учесть флуктуации з потерях гнергяя, образошшие вторичных электронов, решить задачу переноса быстрых электронов в двумерной геометрии, а татехе решить задачу переноса иоясв j? веществе. Значительно расширились еозмойшости мяогошэ-гового мзтода при использовании теории возмущений высших порядков (ТВВП). В сочетании с ТВВП многошаговый метод применялся для решения задач переноса электронов в веществе при наличии электромагнитного поля. Основная идея многошагового метода состоит в том, что для физической модели переноса излучения записывается соответствующее кинетическое уравнение интегрального типа, в котором заложен эволюционный принцип, позволяющий выразить

10 функцию распределения плотности частиц в фазовом пространстве для данного момента времени через распределение в предыдущий момент. Решение такого уравнения можно рассматривать как эволюцию во времени функции распределения плотности частиц. Кинетическое уравнение, описывающее перенос быстрых частиц в рамках какой-.шбо физической модели, можно получать из уравнения Колмогорова-Чепм*^,ча.

Для решения задачи переноса быстрых заряженных частиц в веществе многошаговым методом наибольшее применение нашла модель непрерывных траекторий, которая учитывает рассечльние частиц в упругих столкноаениях и флуктуации потерь энергии через флуктуации в пробегах. Стационарное кинетическое уравнение, описывающее перенос в рамках модели непрерывных траекторий имеет вид:

/(?д^7^=|^К5;А,Г+Д)|^а^,С(іП^,,Г+Д,*)/(р-^І^,,Д^,;Г+д)+

J^A'jdW(r,ASr4.A0|^¹C7(n;n^,₎r+A^,,s^,)5_l|((F-5^,U^,,n^,,r4.A^,)_> (і)

где w(s;A,T)ds - вероятность лд-о, что частица с энергией Т, потеряв энергию А, пройдет путь от S до S+ds, G\l;Ca,T,s)dQ. - вероятность рассеяния частицы с энергией

Т на пути S из первоначального направления Q! в интервал da около CI, Sy - функция источника быстрых частиц. Связь функцли плотности частиц f с дифференциальной плотностью потока Ч* определяется выражением :

Ч»(рД г)=/(г Д г)(ЛГ/вЬГ; (2)

Для описания многократного рассеяния частиц применяется теория Гоудсмита-Саундерсона, для описания флуїлуаціїй б пробегах было найдено решение соответствующего уравнения д-я w{s,A, f).

Метод решения уравнения (1) основан на разложении искомой функции в ряды Фурье по пространствепн їм переменным-и по полиномам Лежандра (з двумерной геометр:-л по сферическим фушециям) . для угловых переменных. Применение указанных разложений к уравнению (1) позволяет

получить систему рекуррентных соотношений для вы -деления коэффициентов разложения.

В рамках многошагового метода решения задачи переноса быстрых электронов учет образования вторичных электронов производится путем добавления в правую часть уравнения и) функции источника вторичны?? частиц. Поскольку энергия вторичных электронов не превышает половины энергии первичного электрона , то их учет в (1) не меняет алгоритма решзния задачи.

Уравнение (1) было решено в плоской геометрии для многослойной ыишени, в двумерной геометрии для однородной мшпени со свободными границами. Описанный метод решения задачи переноса электронов реализован в фортранозских программах TREL (Transport of Electrons). Перенос электронов в одномерной геометрии рассчитывается по программе TRSLI, двумерной- по программе TREL2. Многочисленные тестовые расчеты, проведенные по программам TREL1 и TREL2, показали высокую зффеїсшвпсеть многошагозого метода при решении задач переноса элеетгроноз. По затрата машинного времени данный метод более экономичен в сравнении с методом Монте-Карло. Особенно это заметно в случаях с простой геометрией и в задачах с размножением.

Хорошая точность расчета дифференциальной плотности потока и экономичность метода решения уравнения (1) позволяют достаточно просто цайти выход тормозного излучения из мишени, а также решить задачу переноса вторичного электронного излучения в веществе, облучаемом гамма-квантами.

Многошаговый метод решения задачи переноса излучения позволяет достаточно просто учитывать высшие порядки возмущений, так как on позволяет с хорошей точностью и малыми затратами машинного времени решать невозмушекную задачу. Согласно 7ВВП задача о нахождении потока т* bN -ом приближении сводится к последовательному решению N непозмущенных задач с эквивалентным источником, вид которого определяется оператором возмушения.

При проведении практических расчетов ряд теории зозмущений - обрывается, если для рассчитываемого функционала потока -FpF] выполняется условие:

ІИ^І-F^J/F^]^, (3)

где о - заданная точность сходимости. После выполнения (3)

вычисляется еще один порядок возмущений. Если для Ff'^v+i ]

и Fj^jyj условие (3) выполняется, ионию утверждать, что ряд

теории возмущений сошелся.

Эффективность метода применения ТВВП показана на примере решения задачи переноса электронов в диэлектрике с электрическим полем путем сравнения полученных результатов г результатами непосредственного решения кинетического уравнения с электрическим полем, а также с экспериментальным!, результатами. Обычно условие (3) выполнялось при N <, 10*15.

При прохождении ускоренного потока ионов через зешество пренебрежимо мала роль искриалгкпя траекторий вследствие упругого рассеянии ионов ка атомных ядрах. Так как в этом сл>*:ае описание распределений рядом Фурье требует учета о<:ень большого числа членов, поле излучения ионов в среда следует искать из уравнения, в котором пренсбрегается упругим рассеянием.

Кинетическое уравнение для модели "непрерывных траекторий" в отсутствии рассгяния для случая нормального падения ионов на мишень следует из (1):

Лг;ГЬ|шЦ5;А,7ЧД)./(г-*;Г+Д) +

+ f,|d!^и'(л;Д^Г+A^,)^(r-J,Г+Д^,) (4)

о о Решение ураьчэния (4) позволяет вычислить дифференциальную плотность потока для источншса с произвольным угловым распределением Ф\и):

где Щ2,Т) - поток ионов в »ещ,естве в случае нормального падеьия чаг гид на юшгень, W = ccs(«9), S— угол между капраЕлени^м импульса кона и осьіс О?'.

Описанный метод решения задачи переноса ипвоо реализован в фогтраноаской программе TRIO (Transport of Ions). Or^poe

распределение териализованных ионов и наличие брэ.говского гап:а в поглощенной энергия потребовало учета в разложении Фурье 30-40 гармоник. При этом осппллчщш в решении составляют - 10"^ от максимального значения функции, а ширины распределения термализонанпых ионов и брэггозского пика соответствуют экспериментальным и расчетным данным других авторов.

Во второй глава описал метод моделирования переноса заряженных частиц в плазме при наличии электромагнитного поля, который сепозан на моделировании траекторий частиц, и позволяет решать одинаковы?.! образом как задачи формирования потока заряженных частиц в вакууме, так и задачи взаимодействия потоков заряженных частиц с веществом в произвольном состоянии. В зависимости от задачи моделирование траекторий частиц осуществляется либо в рамках идеологии метода макрочастиц, либо метода Монте Карло, либо гибридного метода (метода макрочастиц с выборкой по Монте-Карло), в котором движение частиц в полях моделируется в рамках идеологии метода макрочастиц, столкновительные процессы отесываются в рамках метода Монте-Карло. Основу данной модели доставляет аналитическое решение уравнения движения, полученное для временного шага ( или отрезка траектории) и способ определения плотностей заряда, тока и других величин, использующий аналоговое вычисление характеристик потока частиц по их траекториям.

Данный метод списания взаимодействия интенсивных потоков заряженных частиц с веществе:.! пегзэляет корреістно учитывать состояние среды, геометрический фактор, который важен при разлете китаепи, сездейстглге олеіггрсггзтпитного поля. Поскольку многие эксперименты по взаимодействию частиц с веществе:,! проводятся непосредственно в ускорительной камере диода, где исследуемая млшепь является анодом, то построение модели требует учета процессов формирования ускоренного потока частиц. Процедура моделирования разбивается на отдельные этапы:

1. рождение частицы;

2. решение уравнений движения для малого временного шага At (или отрезка траектории As );

3. взаимодействие со средой: потери энергии и рассеяние на

As; .

4) расчет вкладов в узлы сетки;

о) решение уравнений д.іш электромагнитного поля;

Є) решение уравнений сплошной среды.

Типичные экспериментальные ситуации облучения мишеней, позволяют выбрать способы реализации этапов. Если мишек* толщиной а >/^,(/^- пробег быстрой частицы в материале мишг ти) облучается потоком ускоренных заряженных частиц.; выведенным из ускорителя, то этапы 1-4 выполняются по обычному методу Монте-Карло.

Когда толстая кишень является анодом сильноточного ускорителя, требуйся рассмотрение задачи о формировании потока в диоде и переноса частиц в веществе. Возможны два подхода в их решении: а) методом макрочастиц найти стационарный для данного мемеята времени поток'ускоренных частиц на поверхности мишеки, затем методом Монте-Карло решить задачу переноса частиц в мишени; б) в рамках метода макрочасті-ц с выборкой по Монте-Карло ^айти, стационарный для данного момента временя, поток частиц во всем объеме (включая облаегь, занятую средой), моделируя движение частицы, начиная'.со старта на катоде, до ее поглощения в миїлеші иди стенками диода.

В случае, когда-тонкая мишень (а « В^) является анодом
ускорителя, задача ко имеет стационарного решения.
Моделирование траекторий частиц в' этом случае еозгожно по
медали частіш с выборкой т-о Монте-Карло. . .

Идея мето-а интегрирования,, уравнений движения демонстрируется на примере:

Р- ./{*,#;'. і - їЛ п = (і.+р²Ґ²; (5)

, Находится ана-актическоз решгние (5) для некоторого интервала времени /„ -5- t^_x, учитывая начальные условия:

':"-. 2(0=?^; я(0=^^в); ?(0*/^ы\ Ы

Д..фференцирозавие-первого уравнения в ф) по времеші
прзвагшєт.заиислть: .-.

Я-^ї, (7)

где го² ts Ур \df і oz): L *= 8f Idi. Используя начальные условия (6) и, полагав, что на временном щахе Ы ~/_л+1 —(„

величины О) и L остаются постоянными, можно найти аналитическое решение (7) а, следовательно, /^J_? и Z^v"⁺" . Данный способ интегрирования уравнение движения позволяет выбирать величину шага At, существенно превышающую величину шага интегрирования по схемам Эйлера или Рунге-Кутта. Так, например, применение данного метода интегрирования к задаче о іармоническом осцилляторе (нерелятивистском, /_Р ⁼ *) дает точное аналіпическое решение.

Взаимодействие частиц с веществом учитывается через введение в (5) дисснпатиЕНой силы, равной по модулю тормозным потерям частиц в среде, и случайной силы, которая учитывает изменение направления " импульса частицы вследствии ее упругого рассеяния на атомах или ионах. Для интегрирования уравнений движения в этом слуга а требуется применение метода расщепления по физическим процессам: вначале учитывается только влияние поля, затем изменяется модуль импульса за счет потерь энергии в веществе, а суммарное действие случайной силы па участке траектории ' можно учесть, разыграл в конце, этого участка новое направление импульса.

Для нахождения распределения плотности заряда в узлах зйлерозой сетки строится гистограмма распределения частиц так, чтобы узлы ейлеропой сетки являлись центрами ячеек гистограммы, которая сглаживается кубическим сплайном с учетом" ошибки моделирования. Найденная таким образом плотность заряда есть гладкая функция координат, точность полугенного распределения определяется количеством прослегкиваемьк макрочастиц.

Моделирование траеэторий- частиц п цилиндрической систем:? коордішат при наличии в веществе электромагнитного поля осуществляется і аналогично. Решение для проекций импульса и координат может быть представлено в виде: Р_х~Р_х,+.8_йР_х+д_йР_х- x=x₀ + S.x + S₆x; (S) где Р_хС>х_я - решение уравнения движения в отсутствии электромагнитного поля, 8gP_x, S^P_X, 8^Х, д^х- приращения проекций импульса и координат за счет воздейстаия электрического поля Е и магнитного поля В, которые могуг быт. найдены из аналитического решения задач о движении

частицы только в электрическом или только магнитном поле методом, аналогичным описанному выше. Для вычисления плотностей заряда и тока применялась оценка функционалов потока по пересечению и процедура сглаживания рассчитанных распределений.

Учет зависимости тормозной способности среды от ее состояния (концентрации и температуры) рассчитывались для условий, когда тычковая неустойчивость не развивается. Полные потери энергии электрона в плазме на единицу массовой длины можно представить как сумму ионизационных потерь, потерь на свободных электронах, на возбуждение плазменных колебаний, радиационных потерь. Для вычисления термозной способнэ-ти среды использовались данные по неравновесной ионизации. Расчет радиационных потерь проводился с учетом степени ионизации атома.

Учет зависимости сечения упругого рассеяния от состояния среды учитывалось через изменение параметра экранирования, котором вводилась коррекция угла экранирования- путем замены входящей в него длины экр&нирования на пебаевский радиус. Приведены сравнения результатов, полученных по данной модели, с результатами других авторов. Показано, что изменение тормозной способности среды приводит к существенному изменению ПОЛЛ излучения электронов в плазме в сравнении с "холодной средой*.

В третг-рй гл^ве приводится описание нового метода решения уравнении механики сплошной среды (МСС). Метод основан і і использовании аналитического решения уравнении МСС для малого элемента вешества в моделировании динамики всей системы. Применение полученного аналитического решения позволило увеличить временной шаг интегрирования, причем в ряде случаев это увеличение составляет, по отношению к величине временного шага, найденного из условия Куранта, три и более раз. Анализ аналитического решения показал, чіо вводимая в различные численные схемы искусственная вязкость имеет физическую природу, а именно, учитывает зависимость изменения давления на шаге интегрирования по времени от изменения объема ячейки и необратимость реальных физичесгеих процессов.

1^? В одномерной геометрии аналитическое решение

уравнений МСС, записанных для упруспластичешой модели, были найдены для отдельно/* ячейки шириной _і+х/1 и массой Щ*\/2> которые образуются в результате нанесения на область, занятой средой, сетки (г,./. Масса, плотность р, напряжение

2, внутренняя знергия U определяются в центрах ячеек, а массовая скорость V - на их границах. Полагая, что на временном шаге t_r изменение состояния вещества в ячейке происходит по адиабатическому процессу, можно зависимость напряжения от объема представить в виде разложения в ряд

Тейлора окол точки д ~(&tj:

у (z \^yW + Jⁿ)_n⁽ⁿ⁾ ^*^m ~ $^міг (Я)

^НУ2\ЬМ/2/ - ^(+1/2 ^S fifl/2 J„) » V⁷/

где с] = С²-(<7S^W/С-^ЗРІдр)_$ - скорость звука, Р

- гидростатическое давление, І- энтропия, і -г-компонента девиатора напряжения.

Из уравнений МСС для отдельной ячейки и выражения (9) можно получшъ уравнение:

»,+а>²е>,-,; (10)

где со] ~(т_мпО^г_мп +Щ.хп<$-хп)1Щ. Щ =(щ+ю +Щ-\п)*Ъ

/+I/2

Полагая, что на временном таге правая часть (10) остается
постоянной, и используя начальные условия

^) = ^^^)=(^/2-2^/2)/^.: можно получить его

аналитическое решение, а, следовательно, новые координаты границ ячеек и все термодинамические параметры.

Разложение (9) накладывает ограничение на величину шага т:

r<{eql\ho^, bc = p_M-v_t\

здесь с? - максимально допустимое относительное изменение объема ячейки на временном шаге. '

I'd

Постоянство на шаге правой части уравнения (10) требует выполнения условия:

t/t_a где т_к - временной шаг, найденный из условия Куранта, Л* >1.

Выражение для 0)_і4._Хіг еодерисит величину Ьміг~ ширину ячейки. При сжатии ячейки возмущается не все еєщєссво, заключенное в ее объеме, а лишь слой СТ . Поэтому:

⁰³міг -\~s Р і^m ь )
где _Ь:,, _, - <, .^ ,

1^СЖ/2 ^Т' ^/ + 1/2 —"

При решении данным методом задачи о разлете газа в пустоту были получены результаты, согласующиеся с автомодельным решением. Прослеживание разлета газа в течение нескольких сотен временных шагов показало, что законы сохранения энергии всего обьема газа и сохранение энтропии каждой ячейки выполняются с еысокой точностью. Приводятся результаты решениг задач о распаде разрыва и скоростью:.! ударе алюминиевой пластинки об алюминиевую преграду.

Идею получения для малого временного шага приближенного аналитического решения уравнений МСС можно применить к решению двуыериых уравнений. Для упрощения изложения .метода решения задачи учитывалось только гидростатическое давление.

lis. область, анятую средой, накосилась сетка |/_i;~,j.

Как и в идноперном случае термодинамические параметры вычислялись в центре четырехугольных ячеек, а массовые скорости - г узлах Уравнения ГлСС и представление зависимости давления от объема в виде разложения, аналогичном (.9), позволяют получить для компонент массовой скорости уравнения типа (10), решение которых могут быть поручены б тех же приближениях, Ч"о и (10). Аналитические

BLIpa/КЄНИЧ ДЛЯ КОМПОНеНТ СКОроСТИ ПОЗВОЛЯЮТ вычислить

новые координаты узлов и новые термодинамические параметры. Также как и в одномерном слу-їае. требуется npt-сжатаи вещества в ячейке вводить ее эффективный объем -

В неодкомерных расчетах с использованием лагракжевых методов сетка может сильно искажайся. Предложен способ

19 псрсстрсшси сетки, заключающийся в нанесении не. обпасгь, занятой средой, позой сетки и пересчетом всех параметров среды со старой сетки на новую, исходя из законов сохранения массы, импульса и оперши.

Эффектипность метода решения дзукерных

підродина: іических уравнений демонстрируется на примере решения задачи о расширении сферы горячего воздуха с высоким давлением и сравнения полученных результатов с одномерными расчетами Г. Брэуда.

3 четвертой главе описаны различные математические модели, позволяющие решать самый широкий класс задач по взаимодействию электронов,' ионов, нейтралов с веществом с учетом заряжения. Здесь рассмотрены две геометрии облучения диэлектрика: облучение диэлектрика с заданными значениями потенциалов его поверхностей и облучение с открытой поверхностью.

Дан обзор экспериментальных и теоретических результатов исследования электропроводности -диэлектриков п условиях облучения. Основные сксперименталыгые фаістьі, полученные в этих работах, гаклтолзются в следующем:

1. Проводимость дяэлектрикез при облучении существенно возрастает. Самое большое возрастание проводимости в 10^ -10*^ раз отмочено у монокристаллов. Меньший рост проводимости у поликристаллоз, еще меньший у полимеров, керамите-и стекол.

2. Зависимость радиационной проводимости от мощности дозы подчиняется степенному закону.

3. Временная зависимость радиационной проводимости
имеет быструю (мгновенную) составляющую проводимости с
временем релаксации 1 не к задер:капнуга, время релаксации
которой составляет от десятков ттапосекутад до десятков секунд.

4. Наличие у диэлектриков- нелинейности вольтамперной
характеристики з задерганной составляющей проводимости.

При непрерывном облучении дизлектриког потоком заряженных частиц может наступить стационарное состояние. Время установления стационарного состояние определяется временем р&тіаксации г =_r0^/cr. При импульсном облучении

диэлектриков может быть т . 5 10"^с. Таким образом,

стационарная модель заряжения диэлектриков может быть применена как в случае непрерывного облучения, так и при

20 импульсном облучении сильноточным пучком. Стационарная система уравнений, описывающая азаимодействче потока наряженных частиц с диэлектриком, имеет вид^-daEldz = ZeN{z);

D+EP=Sv ; (и)

где <т= fj_u\DIД.) , с₀- радиационная проводимость при стандартной мощности дозы Л₀, Д- константа, Z - заряд

быстрой частицы, L- оператор перечоса, F- оперятор электрического поля.

Перчое уравнение системы (11) представляет собой уравьекие непрерывности, в котором дивергенция тока пучка быстрых частиц выражена череп отрицательный источник, мощность которого определлется скоростью термализации частиц N{z). Кинетическое уравнение для дифференциальной

плотности потока *Р описывает переног быстрых частиц в диэлектрике с учетом влияния электрического поля Е. Самосогласованное решение уравнений (11) было найдено в рамках теории зозмущений высших порядкоа Показано, что накоплеььый заряд сосредотачивается вблизи пробега частиц. Пои электронном оБлучешы электрическое поле объемного заряда вызывает сокращение глубины проникновения электронов в диэлектрик, найдены условия, при которых в процессе облучения образуется область с положительным зарядом. При облучении диэлектрика с открытой поверхностью, толщияэ кс oporv сравнима с пробегом электрснсв, значения напряженности поля в необлучаемой части требует учета зависимости радиационной проводимости аг напряженности

ПОЛЯ.

В ряде случаев достижение стационарных состояний невозможно и требуется решение нестационарной задачи. В общем случае, когда не выполняется условие клазипейтргльЕоети, накопление объемного заряда в диэлектрике описызалось в рамках феноменологическая модели:

dN;di=0_N+S-aNP+6{vxNE)ldz\ dPldt--:Q_P+S-aNF- ^^_єРе)і dz; dE!ez=e{P-N)le₀s\

21
L4>+EF4=&,; S = Dlw (12)

где N,P - суммарные концентрации электронов и дырок, включающие свободные и заявачешшэ в ловушки; Q_W,Q_P -скорости термализац. ч электронов и и"ноз; а - эффективный коэффициент реко!.- оиняции; W - средняя энергия

ценообразования; j.:_np~jU:j,p\D/D₀) - эффективные

радиационные подвижности электронов и дырок. Величины Q_N,Q_P и мощность дозы D вычисляются чзрез поток ^lF, причем Q_N отлично от пуля в случае облучения диэлектрика потоком электронов, либо нейтралов (например, атомами водорода), a Q_p не равен нулю при облучении диэлектрика ионами или нейтральными атомами.

Для интегрирования уравнений (12) применяется метод расщепления по физическим процессам. На первом этапе учитываются только рождение носителей заряда за счет иояизащш и т^яркэлизащш быстрых частиц, а также их убытие за счет рекомбинации, что позволяет найти аналитическое решение уравнений кинетики объемного заряда. На втором этапе вычисляются эффекты переноса носителей заряда в поле и определяю, zn окончательные значения концентрации астиц з ньвый мемент времени. На третьем этапе решается методом прогонки уравнение для потенциала, а на четвертом -кинетическое уравнение длл быстрых частиц.

Приведены результаты расчетов динамики заряжения диэлектриков при облучении их различными зт:дами излучений: электронами, протонами, атомами Еодорода, тормозными квантами. Рассчитанные зависимости от врзмени сокращения пробега частиц з диэлектрике и потенциача открытой поверхности при электронном облуче ли находятся в хорошем согласии с экспериментальными д.-иными различных авторов. Показано, что в зависимости от соотношения толщины мишени и пробега частиц "насыщение" готенциала от рытой поверхности достигается либо за счет стока заряда через яеоблучаемую заземленную поверхность (а « R^), либо ja счет эмиссии электрогов с открытой поверхности (a» Rq).

При облучении протонами закороченных диэлектриков может насгупить стационарное состояние, причем величіша стационарного значения потенциала, ариложоньего к

облучаемой часта - Т {Т - энергия протоно;-). При облучении

дизлеіггрика с открытой поверхностью отсутствие "подсветки" тормозными квантаізі нсоблучаехдсй части ыишепи и эмиссии с открытой поверхности приводит практически к лшіейиой от времени зависимости величины объемного заряда и потенциала поверхности. При облучении диэлектрика с открытой поверхностью потокок атомов в результате обдирки происходит разделение зарядов. При этом быстро устанавливается стационарное состояние за счет релаксационных токов, текущих а области с хорошей проводимостью вследствие сильной ионизации среды быстрыми ионами.

При облучении диэлектрика тормозныки квантами наиболее эффективно заряжение происходит в случае мьлой шггспсизпости, поскольку в этом случае малой остается эффективная подвижность заряда. Существенную роль ь заряжении играет в случае ыалых интеасивкостей облучеыш тип проводимости диэлектрика. Более эффективная рар^дка происходит у диэлектриков с глектрошюй проводимостью. Увеличение интенсивности облучения уменьшает разницу в величине накопленного варяда у диэлектрикоз с разными типами проводимости. Наибольшие значения поля достигаются при облучении диэлектриков с открытой поверхностью.

В пцтоп гл^гє исследуются механизмы формирования электромагнитного поля в мишени при воздействии иа мишень сильноточного олєїстрояіїого пучка (СЗІЇ) б стационарном и квазиста дюнарпом приближениях.

Система уравнешаі, ся::сьіваіищая'взашдодсйсіЕи-.- СЭП с вещестгоя в стационарно;.: приближении, в.'Ліочас" кинетическое уравнение для електролов пучка,' учитывающее воздействие па перекос слектромалпшюго коля, уравнение движения для плазменных глектрокоз, уравнение для магнитного поля и уравнение непрерывности для полного тока. Использование для замыкашш ептемы уравнений уравнения непрерывности позволило корректно учесть ві*яад в мапшткоа поле тока термализованных электровоз, которым в работах других.авторов прапебрегалсеь.

Был полу-зен явный вид ізінетцчгексго уравнения с электромагнитным полем в цилиндрических координата?:, что позволило записать выражение для эквивалентного источника

и использовать для получения са;^-'«согласованного решения системы теорию лозмупісний іялсігглн порядксз.

Показано, что г.озг.гущслне потока быстрых злектронон п
вешестие определяется магнитным полем. Величина
резмущания опреде."-зтся отношением пробега частиц з
аглдегтза к и:: лармо:.и"с::ему раднсу. Отсюда был полигон
критерий "сильпоточностн" длл тот:а пучка

[_i^,= r^(b)J_A/2R_:i (І_А-і7/]у(і:Л) - тої: Аліпепа, Г^(Ь) -радиус пучка), при превышении которого влияние магнитного поля іга перенес сущестненно. Чнеленчы-э исследования показали, что злпяние на перенос быстртлн электронов ссбстпенпого магнитного поля пучка приводит к трансформации характеристик поля излучения. Анализ радиальных распределений поглощенной энергии сзпдетгльсгвует о фокусирующем еоздєцстгяі:і магнитного поля.

Более полный анализ формирования электромагнитного поля г> среда Пыл получен из решения системы уразчешпї ТЛзксаелла, записанных п кеззнетацпокапком прпбллгкенни, и. соотношения:

Ё = ]^<р) І СГ+ V/// с -г СІЧТ + [j^(?)iil/ ^ _; (із)

где U - химический потенциал ялехтропоз проЕодшлссти среды з расчете па одну частину; (X - коэффициент термо-о. д. с. , 7 - ' температура, /J_e -концентрация езэоодпьпе электронов, j * -плотность плазменного тока.

При облучении мишеней пктанелгными потоками иглучешш образуется нзеднородпая по концентрации и температуре неидеалъная плазма, движение которой в лабораторной системе координат описывается полем скоростей v\Fj. Уравнение для кназпетацпепарпого электромагнитного чоля з этой плазма имеет вид:

(Л

»/ ^L і

,"о'

(Ь)

X/ і: і і

с7Л.и.

(14)

Ток пучка j- находится из решения існнєтпческсго уравнения с электромагнитным полегл. Значения

24 макроскопических параметров среды v,0',n_t,Cc,T находятся из решений уравнений механики сплошное среды , уравнений, описывающих ионизационный состав плазмы, и уравнений для коэффициентов переноса. Обсуясда*ются граничные условия для поля для различных геометрий облучения мишеней. Для решения уравнения (14) применялся метод переменных направлений, который дает простой алгоритм вычисления поля в объеме произвольной конфшурации.

Исследована роль различных механизмов в формировании электромагнитного поля. Приводятся выражения для характерных времен диффузии поля, генерации магнитного поля током пучка, конвективного вноса током плазменных электронов. Представлены результаты рассчетсв, демонстрирующий роль различных механизмов в формировании магнитного,поля в зависимости от параметров пучка и мишени. При наличии неколлинеарных градиентов кониентрации атомов и температуры среды существенную роль может играть генерация магнитного поля за счет термо-э. д. а .

Приводятся результаты расчетов формирования электромагнитного поля с учетом гидродинамического раздета мишени, облучаемой СЭП. Облучаемая часть мишени имеет наиболошую температуру, и наименьшую плотность, при которых проводимость становится на один-два порядка меньше, чем s необлучаемой. Относительно малая проводимость юрячей, разреженной области обеспечивает быструю диффузк.о магнитного поля вглубь мишени. Область с большой проводимостью препятствует прогшккозению поля. Отсюда следует два вывода относительно роли магнитного поля в картине взаимодействия СЭП с веществом. Во-первых, с увеличением плотности тока пучка роль магнитного поля возрастает не только за счет увеличения индукции, но к за счет более быстрого проникновения патл в нагретое, разреженное вещество, Бо-Еторых, более ' быстрый гидродинамически разлчт мишени при больших плотностях тока пучка приводит к более раннему выполнению критерия

"сшлноточности" I^K >I_A', что также влечет усиление влияния магнитного поля на перенос.

Б шестой гдарё выполнены численные исследования, которые позволяют дать интерпретацию экспериментальным результатам и установить общие закономерности

формирования воли напрігкеїпія в твердо:,! теле, а также образования и разлета плазменного факела при о5лу:ешш мишеней интенсивным потоком заряженных частиц. Приведен обзор экспериментальных и теоретических работ, основные результат^-' которых заключаются в следующем:

3. При электронном или ионием облучении металлических мишеней плотностями потоков мощности до 10' Вт/см^ генерируется двухполярный импульс напряжения, причем амплитуда напряжения пропорциолкальна поглощенной энергии.

4. Увеличеіпіз плотности мощности до 10^ Вт/см" и более приводит к уменьшению амплитуды вслпы разрежения и ее полному исчезновению, а так:яе наблюдается язление разрушения твердых тел.

5. Облуїение металлических мишеней ионными с энергией частиц, не превышающей 1 МэВ, плотностью тока 100 * 300 А/см" и длительяосью импульса ~ 100 не сопрсзолсдаетсл распространением в твердом теле волны «катил, имеющей двухволповуго структуру. При этом лаблюдается образование и разлет плазменного факела с температурой - 5000 К. Оценка дазления даст значения до 10 кбар.

4. Облуїение металлических мишеней электронными и
ионными потоками сспрсзс;:сдзется структурными
изменениям!-/, прячем наибольшие изменения находятся на
глубине, существенно превышающей пробег частиц.

5. Численное моделирование генерации воли налрягхекия
выполнено для плотности мощности, меньшей 10' Вт/см- и
оольшей 10^ Вт/см^ .

Основной объем исследований з данной работе выполнен для случая воздействия па вещество пупсоч заряженных частиц с умеренной плотностью потока мощности ( - 10' -* Ю^Вт/см^ ). -Обычно для таких пупсоз г »R^ и реализуется плоская геометрия. Течения срды расчитьп.длись по упругсш^тастпческой модели, огглсаней выше. Нагрез пупсом учитывался путем добавления к правой части уравнения для внутренней энергии функции энергозыделепия, которая равна мощности дезы на единицу массы вещества. Мощность дозы вычислялась через дифференцпальнуо плотность потока, который, находится из решения кинетического уравнения. Модель реализевгна в пакете программ BETAJN1 (BEAM

26 TARGET INTERACTION). Реализована возможность залания произвольной формы импульса тока и энергии потока частиц, многослойной геометрії». Расчет упруголластических течений возможен как-при электронном облучении, так л при облучении ионным пучком, з том числе и смешанным. Тестирование пакета проводилось путем сравнения с расчетными и экспериментальными данными различных авторов.

Исследована роль плазменного факела в генерации волн напряжения при электронном облучении. Расчеты проводились для импульсного электронного пучка с длительностью импульса 100 кс и длительностью фронтов, равной 10 не. При малых

плотностях тока j < ІКА/см² в твердотельной части мишени распространяется волна сжатия и непосредственно за ней - волна разрежения. При увеличении плотности тока пучка вещество из зЬкы энергоЕыделекия начинает интенсивно испаряться и в результате передаваемого мишени импульса отдачи облучаемая поверхность перестает быть свободной. Это обстоятельство приводит к уменьшению величины растягивающих напряжений и их полному исчезновению.

Анализ показывает, что ширина импульса волны напряжения ( по основанию) соответствует пробегу электронов s материале мишени. При малых плотностях тока зависимость амплитуды волны напряжения от плотности тока линейна. При плотности тока 10 КА/см** эта линейность нарушается ка-са увеличения скорости разгрузки сжатого в области знерговыд-'лешш пещества вследствие возрастания скорости звука при нагреве среди.-Приводятся результаты расчетов генерации волн напряжения- при облучении электронным пучком слоистых шішенен, из которых следует, что нанесение покрытий на облучаемую мишень позволяет регулировать' амплитуду волны їг сохранить, от³ перегрева обрабатываемое изделие,Поскольку измекехщя-тажературы среды вне области знёрговыделекия -При. - плотностях тока йіо . КЇ /см² не превышают 10-20 К.

' . Особенности формирования волн напряжения з мишени при ионном облучении а сравнении' с формированием волн при электронном облучении обусловлены отличием функций энерговыделения. При ионном облучении в области энергий 'частиц' ~ 0.5 Мз-В плотность энерговыделения значительно выше, чем при электронном облучении с той же энергией.

Большое отличие наблюдается и в ширине зоны энерговыделенил. которая определяется пробегом частиц в мишени. Так как облучение металлических мишеней ионами с энергией - 1МэВ со. ровсждается образованием плазмы уже при плотностях токз - 20А/с?д2 , то наблюдаются только волны «катил.

Малая ширина зоны знерговыделешш при ионном облучении позволяет наблюдать двухволновую стру^стуру поля напряжения. В начале облучения в области эперговыделения рождается термоупругая волна, которая к моменту плавления успезгет распространиться на расстояние, сушесгзенно превышающее ширину этой области. Рождение второй волны связано с дальнейшим нагревом вещества и ею разгрузкой! в твердотельную часть. Приведено сопоставление рассчитанной временной зависимости напряжения на тыльной стороне мишени и осциллограммы с пьезодатчика. Записана оценка распространяющейся в мишеки ширины волны Ах₀:

где г_и - длительность импульса облучения. При ионном облучении СТ_п» Rq и ширина волны определяется длительностью импульса. При электронном облучении, когда сх._л «Р^, ширина волны зависит от энергии падающих часпщ. Нескольку при ялеістропвом облучении разгрузка елсатого в облает эпзрговмделешгя вещества происходит за время, существенно превышающее длительность импульса, то увеличение амплитуды волны будет определяться, .лавпык образом, плотностью. тока пучка. При ионном облучении, когда ст_п»Р^ , амплитуда волны будет зависеть как от плотности тока ггучка> так и энергии'частиц.

Приведены результата расчетов параметров пучковей плазмы в зависимости от параметроь лучка. Даны распределения плотности и температуры по объему» массовая скорость разлета, степень ионизации -л проьодимость. Показано, что лучковая плазма для рассмотренных параметров пучка, является- неиделы-ой, сильно неоднородной плазмой. Очевидно, что для се описания недопустимо ггримененио моделей бесстоякловителькой илп слабоетодкновительней плазмы. .

Седьмая гласа посвящена исследованию некоторых
электрофияичгсклх явлений в плазме, образующейся rrplt . .

28 воздействии на мишень интенсивных потоков заряженных частиц. Рассмотрены явление генерации тока в пучкозой плазме, механизм генерации рентгеновского излучения, явление увеличения выхода тормозного излучения из мишени при облучении ее СЭП, генерация тормозного излучения в отражательном триоде, увеличение знерговклада в тонкую мишень при прохождении через нее СЭП.

Приводится решение задачи с генерации тока в цепи при замыкании плазменным факелом промежутка мишень-коллектор. Поток заряженных частиц (электронов или ионов) падает на плоскую металлическую кишень толщиной z_a. На расстоянии z_t от облучаемой поверхности находится электрод (коллектор, зонд), саземленный через внешнее сопрогиБленкг 7'_и . Для иссле^гташия процессов, происходящих в плазме, использовалась численная модель, віслзочающая в сеГж кинетическое уравнение для частиц пучка, уравнения . механша: сплошной среды и пшрокодпапазонные уравнения состояния. Функция знерговыделення определялась как сумма мощности дозы облучения и мощности эперговыделения при протекании тока, учитывающей джоулев нагрев среды, эффекты Гомлсоаа и Пельте. Плазменный ток и электрическое поле вычислялись из соотношения (13). Величина э. д. с. плазмы и полной плотности тока определяются выражениями:

ё = е^(ЬЧ^+^(ГЧ^)фц_в))-М^)]'Ч J = e/a{z_k) (із)

Q(z) - } —f-⁽⁶⁾ 'Г' S - площадь пучка частиц.

Приведены црексикые зависимости ь. д. с , генерируемой медной плазмой при слактропном облучении. Стационарное значение с. д. с для мгдкол плазмы составляет -. lt^JB. Показано, что величина с. д. с: слабо зависит от энергии и тока частиц пучка, а определяется свойствами мишени. Данные исследования позволяют дать объяснение явлению "аномальном эмиссии".

Рассматривается один из возможных механизмов генерации коротковолнового излучения, заключающийся в

20 образовании условий для ускорения электронов в объема пучковой плазмы, которые способны генерировать термозное излучение. При облучении ионным пучком ( p-rC , зперпія -0.5 МэВ, плотность тока - 100^-250 А/см² , г_и=100нс) металлігческой мгапгш. в объема образующейся плазмы течет ток в ссотвстстпил с (15) (рассмотрена плоская геометрия,

поскольку Г » iij ). Проводимость образующейся плазмы на
несколько порядков меньше проводимости исходного вещества
и ее можно рассматривать как среду с одішакевьш
потенциалом поверхности, поскольку находящаяся вне поля
облучения холодная часть вещества благодаря большой
проводимости в состоянии это обеспечить. По мере разлета
плазмы ее сопротивление изменяется на несколько порядков,
поэтому сущестзешгую роль в формировании электрического
поля будет играть явление электромагнитной индукции. Э. д. с.
индукции из-за большей скорости изменения сопротивления
плазменого промежутка кояот оказаться настолько большой,
что электрическое поле в яяазмеїщем промежутке способно
создать поток убегающих эдектропоз и, как следствие, поток
тормозного излучения Таким образом, пучковая плазма играет
одновременно роль источника тока и размыкателя. Привомятся
количественные оценки, демонстрирующие есзмонсность
реализашш рассмотрйнного механизма генерации

коротковолнового излучения. Расчеты показали, что сопротиатение плазменного промежутка увеличивается за 15нс на 5 порядков, а э. д. с. индукции достигает ID кВ. Напряженность электрического поля в плазме в этом случае состазляет - 10" т10^ В/м. что обеспечивает условия для формирования мощного потока убегающих электропов.

Рассмотрены особенности генерации то^агозного излучения в мишенях при сблучешш НЭП. Поскольку 'фокусирующее действие на движение чаепщ в веществе определяется 0ТН0Ш2ЕИЄМ Л"₀//?_ь, то- ;челичение i^l R_L приводит к увеличению аішзотрогпш углового распределения эсектронов, а следовательно, я к увеличению зыхода тормозкогз излучения из мишени в прямом натравлений. Привгдзлньт результаты расчетов выхода торкозного излучения кз мишеги; в зависимости от ее массово** плотности. Обсуждаются пути практической реализации аффекга.

Для получения интенсивной мягкой компоненты тормозного излучения с помишыо реляти^.чстских электронных пучкоз могут быть использованы отражательные системы, в которых электроны совершают осцилляции около анодной фольги. Получены некоторые закономерности формирования электронного потока. За единицы наносекунд система приходит в состояние, которое можно характеризовать как стационарное. Б этом состоянии минимум потенциальной ямы в дрейфовой области имеет слабые (~ .10%) колебания около значения, которое зависит от толщины и материала фольги и составляет - 1.5*1.8 от ускоряющего напряжения. Стационарное состояние достигается за счет выброса электронов на катод и анод, а также поглощения частиц фольгой. Форма энергетического и углового распределения частиц, вышедших из фольги, практически догаегся постоянной. В спектре частиц, движущихся в дрейфозуїо область (вперед), имеется в области энергии, соответствующей ускоряющему напряжению, пик, обусловленный потоком частиц, однократно пересекающих фольгу. Непрерывный спектр формируется из частиц, совершающих около фольга колебания, причем эти части спектра частиц, движущихся "вперед" и "назад', весьма близки Р.руг другу. В спектрах присутствуют частицы с кинетической энергией, превышающей энергии ускорения. Приводятся нормированные на один электрон спектры тормозных квантов, рассчитанные для случаев облучения электронами толстых мишеней і генерации в отрамахтельиои триоде. Показано, что в области сперши квантоз, ыеньших 50 КэВ, выход излучения с танталовой фольгой почти на порядок превышает выход из толстой мишени. Шггегральный выход тормозных квантов в отражательном триоде оказывается ssem ше из-за ухода части электронов ка катод и анод.

Приведены результаты численных исследований взаимодействия СЭП с тонкой шипенью с «учетом ее гидродинамического разлета и форгшреванин поля в се объеме Основная цель dtsxx исследований заключается в том, чтобы выяснить является ли наблюдаемый эффект усиления торможения электронов в 'ыишеаи, находящейся на аноде, следствием воздействия на перенос собственного электромагнитного поля пучка, или же этот эффект сзязак непосредственно с работой j скорителя. Была рассмотрена

медная мишень с начальной толщиной а«28мкм, па которую падал электронный пучок с длительностью импульса 30 не, максимальной энергией частиц 0. 5МзЗ и максимальным током 150 кА.

Так как толщина Мишели мала, то уже через 3 не после начала облучения магнитное полз за счет диффузии соответствовало стационарному полю пучка. Хотя индукция магнитного поля в мкшеня и превышала 10 Т, но из-за малой толщины мишени (при 3 не толщина мишени составляла - 60 мкм) возмущение потока быстрых электронов было пренебрежимо мало, поскольку это возмущение определяется отношением пути электронов в веществе 1С ларморовскому радиусу /?. Пока R_L^a, искривление траекторий незначительно и все частицы пучка пересекают объем мишени, теряя в среднем менее 0.1 части своей энергии. По мере разлета мишени увелітотается длина пути частиц в среде, уменьшается плотность упругих столкновений электронов и увеличивается искривление траєкторій за счет действия магнитного поля. К моменту времени 20пс толщина мишени составляет - 0.8мм, что существенно превышает величину ларморозского радиуса при маїссимальиой ттдукціш поля. Ф/нкция энерговыделешш стала существенно неоднородное по глубине, хотя в начальный момент времени из-за малой в сравнении с пробегом толщины мишени она была практически однородной. Отметим, что на малых радиусах , где индукция мзпшгного поля мала, влияние магнитного поля на перенос незначительно. Однако дрейф частиц пучка в неоднородном по радиусу мапштном пола приводит к увеличению зиерговклада на больших глубинах мишени. С увеличением радиуса искривление траекторий таково, что практически происходит полно» поглощение частиц мишенью. Так как к концу импульса окергия частиц падает, .а тек растет , то создастся условия для более эффективного запирания частиц пучка з плазменном объеме.

Таким образом, эффект усиленного торможения частиц'в веществе есть следствие взаимного влияния процессоз переноса частиц, гидродинамического разлетн среды и формирования магнитного поля.

В приложениях приведены- решение задачи о распределении частиц по пробегам, формулы для вычислений некоторых спеисруккций и другие деталі: расчетов.

Похожие диссертации на Динамические и электрофизические явления при взаимодействии интенсивных потоков заряженных частиц с веществом

Разработка и исследование источников мощных наносекундных потоков заряженных частиц и рентгеновского излученияРатахин Николай Александрович

Экспериментальное исследование потоков заряженных частиц из плазмы импульсных вакуумных разрядовМузюкин Илья Львович

Особенности динамического взаимодействия потока высокоскоростных порошковых частиц с металламиАлексенцева, Светлана Евгеньевна

Формирование потоков частиц и их взаимодействие с поверхностью электродов в импульсном разряде низкого давленияАнтошкин Владислав Александрович

Исследование структуры частиц веществ наноразмерной дисперсностиДудин, Александр Александрович

Стохастические методы описания систем с шумом и проблема излучения частиц в веществеЛаскин, Николай Вячеславович

Определение размеров, зарядов и плотности вещества аэрозольных частиц с использованием рассеянного лазерного излученияЕмец, Евгений Павлович

Интерференционные эффекты в процессах взаимодействия быстрых заряженных частиц с конденсированным веществомНасонов, Николай Николаевич

Электромагнитные процессы при прохождении частиц высоких энергий через вещество Шульга Николай Федорович

Рождение дилептонов и очарованных частиц и эволюция ядерного вещества в столкновениях релятивистских тяжелых ионовЕмельянов Валерий Михайлович