Содержание к диссертации
Введение
1 Методы исследования сильнотурбулентного механизма нагрева плазмы электронным пучком 14
1.1 Пучково-плазменная система установки ГОЛ-М 14
1.1.1 Цели и задачи 14
1.1.2 Схема установки 14
1.2 Методики исследования плазмы на установке ГОЛ-М 18
1.2.1 Интерферометрия плазмы 18
1.2.2 Система коллективного СОг-лазерного рассеяния для исследования динамики ленгмюровских флуктуации 22
1.2.3 Nd-лазерная система некогерентного томсоновского рассеяния. 27
1.2.4 Система регистрации некогерентного рассеяния для прямого наблюдения динамических провалов плотности плазмы 30
2 Наблюдение и исследование ленгмюровских каверн 35
2.1 Основные параметры турбулентной плазмы на установке ГОЛ-М 35
2.2 Наблюдение каверн плотности плазмы 38
2.3 Измерение размера каверн 41
2.3.1 Поперечный размер каверн 41
2.3.2 Продольный масштаб каверн плотности 43
2.4 Быстрая динамика ленгмюровских осцилляции 46
2.5 Обсуждение результатов экспериментов по исследованию каверн 52
3 Возбуждение ленгмюровской турбулентности в неоднородной плазме пучком электронов 62
3.1. Вопросы взаимодействия РЭП с неоднородной плазмой 62
3.2. Измерение плотности плазмы высоковольтном диоде и определение продольного градиента 64
3.3. Эффективность взаимодействия пучка электронов с неоднородной плазмой 67
Заключение 71
- Методики исследования плазмы на установке ГОЛ-М
- Система регистрации некогерентного рассеяния для прямого наблюдения динамических провалов плотности плазмы
- Обсуждение результатов экспериментов по исследованию каверн
- Эффективность взаимодействия пучка электронов с неоднородной плазмой
Введение к работе
Ключевым моментом исследований по УТС является нагрев высокотемпературной плазмы. Среди широко известных методов нагрева, таких, например, как омический, нейтральных пучков, ЭЦР, ИЦР, и др. особое место занимает метод нагрева электронным пучком, в котором передача энергии от пучка к плазме осуществляется турбулентными механизмами.
Вообще турбулентность является одним из наиболее сложных состояний сплошной среды. Такое состояние описывается как возбуждение до уровня, значительно превышающего тепловой, многочисленных коллективных степеней свободы среды со случайным поведением во времени, вследствие их нелинейного взаимодействия между собой. Первоначально этот термин был введен при описании вихревого движения жидкости, но затем он был распространен на многие другие классы коллективных явлений, в жидкости, газе, плазме и твердом теле.
В отличие от обычной жидкости или газа в плазме, из-за дальнодействующих электромагнитных сил, имеет место гораздо большее число видов коллективных движений (как правило, осцилляции), а значит реализуется более сложная картина турбулентности. В зависимости от преобладания или рассмотрения тех или иных плазменных явлений, соответствующим образом определяется и тип турбулентности, например, ленгмюровская, ионно-звуковая, МГД-турбулентность и т.п.
Далее, в основном, будет идти речь о ленгмюровской турбулентности. Наибольший интерес к физике ленгмюровской турбулентности связан с исследованием природных явлений в ионосфере, солнечной короне и космической плазме. В земных условиях ленгмюровская турбулентность играет, как отмечалось, важную роль в экспериментах по нагреву плазмы до термоядерных температур с помощью мощных лазерных или электронных пучков. В открытых системах с магнитным удержанием используется
инжекция в плазму мощных электронных пучков, генерирующих ленгмюровские волны по механизму черенковского излучения, или обратного затухания Ландау. В системах с инерциальным удержанием и прямым лазерным нагревом сильная ленгмюровская турбулентность возникает уже на стадии взаимодействия лазерных пучков с мишенной плазмой. Кроме того, предложены схемы нагрева, в которых мощные лазерные пучки, формируют потоки быстрых электронов, которые в свою очередь должны образовывать турбулентную область внутри предварительно обжатой мишени и детонировать ее.
Важным моментом исследования эффективности турбулентного нагрева является определение механизмов передачи энергии турбулентности к частицам плазмы. Волны достаточно большой амплитуды начинают нелинейно взаимодействовать между собой, что приводит к перераспределению энергии по пространственному и частотному спектрам, в том числе и в те области, где волны быстро затухают, передавая свою энергию в тепловое движение частиц плазмы.
Совокупность процессов, в которых определяющую роль играют межволновые взаимодействия (рассеяние на ионном звуке, генерация электромагнитного излучения и др.) называют слабой турбулентностью [1]. Следует отметить, что слаботурбулентные процессы приводят к так называемому парадоксу ленгмюровского конденсата, то есть к накоплению энергии в области малых волновых чисел к, где поглощение энергии частицами плазмы слабое.
Однако при таком накоплении или накачке в области малых к ленгмюровские волны могут стать неустойчивыми по отношению к самосжатию в пространстве (модуляционная неустойчивость). Это приводит к образованию ямки плотности, и последующему «катастрофическому» увеличению амплитуды и, следовательно, к быстрой диссипации или, как
говорят, выгоранию ленгмюровских колебаний. Такое явление называется ленгмюровским коллапсом [2]. Коллапс возможен также при захвате ленгмюровских колебаний в существующие ямки плотности, образованные, например, ионно-звуковыми колебаниями. В таких случаях, когда волна «воздействует» сама на себя, амплитуда волн и, как правило, скорость процессов значительно выше по сравнению со слаботурбулентными взаимодействиями. Энергия турбулентности при этом транспортируется от больших пространственных масштабов к малым. Таким образом, решается проблема слаботурбулентного парадокса ленгмюровского конденсата [2]. Плазма в подобном состоянии называется сильно турбулентной, а совокупность, протекающих процессов - сильной ленгмюровской турбулентностью (СЛТ).
Со времени теоретического открытия ленгмюровского коллапса Захаровым В.Е в 1972 г. [3] началось бурное развитие науки о самом коллапсе и СЛТ, в короткий срок появилось множество теоретических работ и работ по численному моделированию процессов турбулентности (см. обзоры [4][5][6]).
Однако надежных экспериментальных подтверждений существования ленгмюровского коллапса и исследований его различных аспектов все еще недостаточно. Впервые, образование ямок плотности с ленгмюровским заполнением наблюдалось в опытах [7] по раскачке ленгмюровских колебаний электромагнитной волной в неоднородной плазме без магнитного поля. Плотность плазмы здесь составляла величину порядка 109 см"3. Измерения электрического поля ленгмюровских волн проводилось с помощью зондирующего электронного пучка. Глубина ямок достигала 8п/п~0.2 и была пропорциональна энергии колебаний WMT.
Позднее самосжатие ленгмюровских волн наблюдалось в пучково-плазменной системе [8]. В работах [9] [10] [11] изучалась динамика ленгмюровских волн в замагниченной плазме при й)н>й)р. Проведенные в
экспериментах измерения динамики плотности плазмы с помощью ВЧ-резонатора и амплитуды поля ленгмюровских осцилляции ВЧ-зондом показали, что возбуждаемые пучком колебания представляют набор волновых пакетов, коррелированных с провалами плотности. Последние достигали дп/п ~ 0,3. Отметим, что в этих работах эксперименты проводились в одномерной геометрии. В таком случае самосжатие останавливается на некотором этапе (из-за преобладания дисперсионной добавки в частоте над нелинейной добавкой), образуя солитон. То есть расплывание пакета компенсирует инкремент модуляционной неустойчивости, что и наблюдалось в экспериментах. Характеристики полученных сгустков качественно согласуются с теорией [12].
Трехмерная картина «неограниченного» коллапса в эксперименте впервые получена в работах [13][14]. Эксперименты проводились следующим образом. В редкой плазме (2-3 10 см" ) электронным пучком {пі/пе « 0.1 - 4%; Е « 1 кэВ) возбуждались ленгмюровские колебания. После выключения пучка с помощью двумерных матриц зондов, ориентированных поперек движения электронного пучка, осуществлялись измерения эволюции плотности плазмы и амплитуды электрического поля. Как и ожидалось, появление и углубление провала плотности сопровождались синхронным увеличением амплитуды электрического поля. Пространственное распределение плотности плазмы и электрического поля хорошо повторялись от разряда к разряду, что позволило экспериментаторам, перемещая зонды вдоль и поперек пучка, снять пространственно-временную картину коллапсирующей каверны.
Признавая, безусловно выдающийся успех работ [13,14], следует, однако, отметить, что характерная для него детерминированность коллапса в пространстве и времени, возможно, объясняется близкими границами области накачки ленгмюровских колебаний (начальный поперечный размер каверны практически равен сечению пучка) и переходными процессами выключения
пучка. Такая картина не соответствует модуляционной неустойчивости и коллапсу в неограниченной плазме и тем более сильной ленгмюровской турбулентности (ансамблю случайно распределенных коллапсирующих каверн).
В экспериментах по исследованию развитой СЛТ, в отсутствие характерного для работ [12,13,14] детерминизма, разумеется, сложно наблюдать эволюцию отдельной каверны. Поэтому, в таких опытах [15, 16, 17], как правило, изучались интегральные следствия турбулентности: генерация коротковолнового ионного звука, образование немаксвелловских «хвостов» электронной функции распределения, генерация излучения на частоте близкой к плазменной и ее гармоникам. Например, в работе [15] в пучково-плазменной системе (яе~10 см", п\/пе~ 5-10 ) с помощью традиционных зондовых измерений были зарегистрированы ионно-звуковые колебания, частотный спектр которых хорошо объяснялся схлопывающимися кавернами. Там же многосеточным анализатором была измерена динамика функции распределения, а с помощью системы антенн зарегистрированы всплески электромагнитного излучения, совпадающие во времени с пиками быстрых электронов плазмы.
В более плотной (пе ~ 10 см") плазме, где зондовые методы неприменимы, подобные явления изучались оптическими диагностиками. В работе [18] некогерентное томсоновское рассеяние применялось для исследования деталей электронной функции распределения, в том числе популяции надтепловых электронов, образующихся при сильной турбулентности. Для исследования турбулентных флуктуации плотности плазмы использовался метод когерентного рассеяния инфракрасного излучения. В работе [19] для этой цели применялся С02-лазер (Я = 10.3 мкм, Е = 10 Дж, т ~ 1 мкс). Для излучения с такой длиной волны выполняется условия коллективности рассеяния плотной плазмой (пе ~ 1015 см"3) при любых углах
рассеяния. Следовательно, перекрывается широкий диапазон
пространственного спектра флуктуации плотности. Проведенные измерения показали [19], что спектральная плотность возбуждаемых мощным релятивистским электронным пучком (РЭП) ленгмюровских колебаний превышает тепловой уровень более чем на десять порядков, а интегральная плотность колебаний составляет величину W/neTe = 24%. Расчеты, проведенные с учетом измеренного спектра, показали, что это более чем в тридцать раз превышает порог модуляционной неустойчивости ленгмюровских колебаний.
Диагностиками турбулентности плазмы, чувствительным не к флуктуациям плотности плазмы, а к флуктуирующим электрическим полям, является спектроскопические методы, используемые, например, в работах [20, 21, 22, 23]. В принципе, подобные методы обладают меньшими возможностями по сравнению с томсоновским рассеянием - полученные спектры сложно интерпретировать, но, тем не менее, они оказываются полезными для изучения СЛТ.
Еще раз отметим, что перечисленными выше методами изучались интегральные проявления СЛТ. Результаты таких исследований дают весьма косвенные свидетельства о ленгмюровском коллапсе и часто допускают иное толкование. Следовательно, с их помощью трудно однозначно ответить на вопрос о существовании ленгмюровского коллапса в условиях лабораторного эксперимента.
Так, например, зарегистрированный спектр ионного звука в работе [24] легко интерпретировать с позиции коллапса и даже использовать его для оценки размеров каверн [24] (см. также [15]). Однако, с другой стороны, более тщательный анализ, проведенный в [25], показал возможность генерации звука уже на начальном этапе развития модуляционной неустойчивости, которая по некоторым причинам может и не переходить в коллапс. Аналогичная ситуация
складывается и с деформацией функции распределения электронов, рассмотренная в [25]. Она может иметь место при конверсии ленгмюровских волн на ионном звуке большой амплитуды.
Таким образом, для более определенных выводов о существовании ленгмюровского коллапса необходимо провести прямые экспериментальные наблюдения его событий, случайно распределенных в объеме плазмы и во времени. При этом, в связи с практическими приложениями к турбулентному нагреву плазмы до субтермоядерноых температур в установке ГОЛ-3 (ИЯФ СО РАН), данный вопрос особо актуален в случае плотной (яс~1015 см"3), помещенной в сильное магнитное поле {В ~ 5 Тл) плазмы.
Цель настоящей диссертации - прямое наблюдение и исследование ленгмюровских каверн в пучково-плазменной системе с плотной замагниченной плазмой.
Решение этого вопроса имеет значение для дальнейшего развития как теории, так экспериментальных исследований сильной ленгмюровской турбулентности, особенно, в магнитоактивной плазме, когда магнитный вклад в дисперсию ленгмюровских волн значительно превышает тепловой вклад. Результаты работы представляют интерес как для пучково-плазменных систем, так и для других систем с турбулентной плазмой, например: лазерного инерциального синтеза [26, 27], некоторых явлений в ионосфере земли и космической плазме (см., напр. [28,6]).
Для достижения этой цели на установке ГОЛ-М необходимо было решить следующие задачи. Прежде всего, необходимо было разработать адекватную диагностику коллапса с достаточным пространственным и временным разрешением. С этой точки зрения, по-видимому, наиболее удобным предметом поиска и исследования являются локализованные провалы плотности (каверны), образующиеся при коллапсе. Действительно, при захвате
колебаний в каверне, ее глубину грубо можно оценить как Sn/n ~ W/ncTe, что для ряда экспериментов [7,8] составляет величину 10%.
Такую флуктуацию в плотной плазме можно зарегистрировать, создав адекватную систему некогерентного томсоновского лазерного рассеяния. Необходимо, чтобы время жизни каверны было существенно меньше длительности лазерного импульса, но больше временного разрешения системы регистрации. Пространственный масштаб провала плотности должен быть больше или порядка объема рассеяния. Про размер каверн (кроме оценок по ионному звуку [24] / ~ 30 ~ 100 мкм, при пе = 1015 см"3, Те = 100 эВ) заранее было трудно что-либо сказать, поскольку теория в случае магнитоактивной плазмы не дает четких выводов. Можно лишь утверждать, что размер и форма каверны сильно зависят от спектра ленгмюровской турбулентности. Время образования и исчезновения каверны, как для дозвукового, так и для сверхзвукового режима коллапса, можно оценить снизу ионно-звуковым временем схлопывания пустой каверны т
ориентироваться на размер каверны / ~ 100 мкм, то получим т ~ 2 не.
Примерно такие требования разумно заложить в систему томсоновского рассеяния, для поиска одиночных каверн. Впервые о подобной многоканальной системе 90 томсоновского лазерного рассеяния с высоким пространственным и временным разрешением сообщалось в работе [29].
Отдельные каверны можно также наблюдать через эволюцию интенсивности ленгмюровских осцилляции внутри коллапсирующей каверны. Такую задачу можно решить с помощью когерентного рассеяния аналогичного [19]. Для этого необходимо повысить временное разрешение системы регистрации до величины порядка нескольких наносекунд. Что касается пространственного разрешения, то оно в направлении зондирования из-за малости угла рассеяния определяется поперечным размером горячей области плазмы и повысить его практически невозможно. Однако в процессе
схлопывания ленгмюровские колебания в объеме каверны должны полностью выгорать, поэтому, на заключительной стадии коллапса можно ожидать понижения сигнала рассеяния на величину порядка //Z-5 % , где /, L- размеры каверны и плазмы вдоль зондирующего луча. Что касается динамики спектра захваченных в каверны волн, то эта задача, по-видимому, тоже решаемая, при наличии регистрации с разрешением по пространственному спектру.
Для обеспечения успешного поиска каверн возникает еще одна проблема: оптимизация условий появления каверн, а, следовательно, и режима взаимодействия пучка с плазмой.
В связи с основными и сопутствующими результатами проводимых исследований в рамках настоящей работы была поставлена задача по моделированию условий возбуждения сильной турбулентности в неоднородной плазме. Это имеет большое значение в связи с вопросами о возможном уменьшении энергетических потерь плазмы в установке ГОЛ-3 [30] с помощью дополнительного пучка электронов (см. гл. Ш). Кроме этого задача актуальна для некоторых сценариев «быстрого поджига» (fast ignition) лазерного УТС.
Научная новизна работы заключается в том, что впервые в мире с помощью разработанных методов диагностики в плотной плазме с высоким уровнем СЛТ экспериментально зарегистрированы и исследованы случайные динамические провалы плотности, наиболее вероятной причиной образования которых названа модуляционная неустойчивость ленгмюровских волн [31]. Эксперименты проводились с плотной (пе ~ 10 см" ) плазмой, помещенной в магнитное поле (В = 2.5 Тл). Уровень ленгмюровской турбулентности, возбуждаемой мощным РЭП (Е ^300 -т- 500 кэВ, I &№ кА, Atpo„ « 100 не) при нагреве плазмы на установке составлял величину W/nTe > 0.2 [19].
Апробация результатов диссертации
Основные материалы диссертации опубликованы в 14 работах: в 5 статьях в
рецензируемых отечественных и зарубежных журналах [31,32,33,34,35] и в 9
трудах российских и международных конференций
[36,37,38,39,40,41,42,43,44].
Основными положениями диссертации, полученными в результате исследований и выносимыми на защиту, являются:
Прямое наблюдение ленгмюровских каверн в пучково-плазменной системе установки ГОЛ-М.
Исследование характерных параметров и размеров наблюдаемых каверн.
Создание и модернизация диагностик лазерного рассеяния с высоким временным и пространственным разрешением. Создание методики интерферометрии для измерения плотности плазмы в высоковольтном плазмонаполненном диоде.
Результаты исследования взаимодействия электронных пучков с неоднородной плазмой.
Структура диссертации. Диссертация состоит из трех глав, введения, заключения и списка литературы.
Во введении дано определение основных понятий ленгмюровской турбулентности и коллапса, сделан краткий обзор экспериментальных методов исследования турбулентных процессов. Показано, что в существующих работах экспериментальные методы исследования ленгмюровского коллапса ориентированны или на единичные акты коллапса в редкой плазме, детерминированные в пространстве и времени внешними условиями, или на интегральные косвенные признаки коллапса.
Определена актуальность, сформулирована цель и задачи диссертации. Обоснована необходимость создания адекватных задаче методов диагностики.
В первой главе описана экспериментальная установка ГОЛ-М, представлены ее основные параметры и диагностики, включая системы когерентного и некогерентного лазерного рассеяния для исследования ленгмюровской турбулентности.
Во второй главе представлены эксперименты по некогерентному рассеянию с дублирующей регистрацией рассеянного излучения, которые позволили с высокой достоверностью обнаружить динамические провалы плотности плазмы. Далее описаны многоканальные системы регистрации рассеянного излучения, позволившие показать локальность образующихся ямок плотности и определить их характерные размеры. В ходе экспериментов было показано, что образование каверн носит пороговый характер по плотности тока инжектируемого в плазму пучка, формируемого плазмо-наполненным диодом. Кроме этого представлено исследование быстрой динамики интенсивности ленгмюровской турбулентности с высоким временным разрешением в плазме при наличии или отсутствии в ней динамических каверн. плотности. Исследование проводилось с помощью коллективного рассеяния СОг-лазерного излучения.
В третьей главе проанализировано влияние неоднородности плазмы на возбуждение ленгмюровской турбулентности. Для определения продольного градиента плотности использовался разработанный интерферометр на основе схемы Маха-Цандера с ССЬ лазером.
В заключении представлены основные результаты работы.
Методики исследования плазмы на установке ГОЛ-М
Представим основные диагностики и аппаратуру, использовавшуюся в предшествующих исследованиях турбулентности плазмы на установке ГОЛ-М. Эти исследования, выполненные до описанных в данной работе экспериментов, стали отправной точкой для настоящей диссертации. Основу диагностического комплекса установки составляли оптические методики. Со времени выхода в свет первых работ (см., например, [50, 51]) в которых указано и экспериментально продемонстрировано влияние свободных электронов на интерференционную картину, интерферометры стали одним из наиболее популярных инструментов исследования плазмы, в силу их простоты и практически отсутствующему воздействию на исследуемый объект. На установке ГОЛ-М с помощью СОг-интерферометров (схема Майкельсона) контролировалась в течение эксперимента усредненная по хордам плотность плазмы в соленоиде [52] и внутри высоковольтного диода (схема Маха-Цендера) [53]. Типичный уровень плотности плазмы, измеряемый в разное время на установке, составлял величину порядка 1015 см"3 в основном объеме плазменной камеры и 10 см" в плазменном диодном ускорителя. В данной работе модифицированная интерферометрическая диагностика использовалась для оптимизации работы генератора РЭП [32]. Поскольку эксперименты по исследованию каверн плотности показали пороговый характер их появления по плотности тока инжектируемого в плазму РЭП, возникла задача получения стабильной генерации и инжекции форсированного РЭП в плазму. Такие параметры РЭП как ток, длительность, воспроизводимость в наших экспериментах существенно зависели от динамики плазмы в плазмонаполненном диоде. Способ заполнения диода плазмой и результаты интерферометрического исследования динамики натекания плазмы в диод были описаны ранее в работе [53]. В данной работе, в отличие от [53], измерения плотности плазмы в диоде проведены в отсутствие традиционной для коротковолновой интерферометрии рамы (станины), и, следовательно, в условиях значительного уровня вибрационных помех. Отсутствие рамы объясняется конструктивными особенностями устройства стыковочного узла ускорителя с плазменной камерой, делающих практически невыполнимой задачу создания фиксирующей рамы интерферометра.
Погрешность, обусловленная вибрацией, при регистрации сдвига фаз в присутствие плазмы rj = 8(рвиор /д(ртаз прямо пропорциональна амплитуде вибраций_/1//,„но _обратно_пропорциональна-квадрату используемой длины" волны X, размеру плазмы а и максимальной плотности пе тах: rj АЫ)?апе тах. Амплитуда вибраций элементов здания, в которых размещаются экспериментальные установки, составляет обычно величину AL 1-10 мкм с характерной частотой / 10 Гц [54]. Однако смещения элементов и конструкций самой установки могут существенно отличаться в сторону больших величин, особенно в случае значительного силового воздействия на них. Так, например, стенка вакуумной камеры в токамаке JET смещалась во время рабочего цикла установки на 1 см [55], а измеренное в [56] импульсное продольное смещение торца соленоида установки ГОЛ-М достигало 4 мм. Если время существования плазмы в установке т У/, то в коротковолновой интерферометрии (l AL) применяются, как правило, два достаточно эффективных способа снижения вибропомех. Это использование массивных рам для фиксации оптических элементов (например, 52 тонная станина на установке JET [55]) и метод двухволновой (двухцветной) интерферометрии, впервые примененный в токамаке Dili [57]. Достаточно эффективным может оказаться более простой метод частичной фиксации оптических элементов интерферометра, когда один из них монтируется на колеблющемся элементе установки, как это предложено, например, в работе [58]. Наконец, в случае импульсной плазмы ст« \lf молено вообще обойтись без дополнительной фиксации оптических элементов, смонтировав их на конструктивных элементах установки, как это сделано в настоящей работе. Действительно, в этом случае эволюция фазы интерференционного сигнала в результате вибрации носит медленный характер, что позволяет аппроксимировать ее прямой линией за время измерения (см. ниже рис.22). Схема интерферометрических измерений представлена на рис. 3. Источником зондирующего излучения служил изготовленный для этой цели одшчастртный, непрерывный-СОг лазер (Р- =-5-Вт,-А-=-10,6 мкм)гРезонатор" лазера образован сферическим зеркалом (R = 3 м) и решеткой (150 штр/мм), позволяющей обеспечивать генерацию на одном колебательно-вращательном переходе СС 2 молекулы. Выход излучения из резонатора осуществлялся в нулевой порядок решетки. С помощью внутрирезонаторной диафрагмы достигалась генерация на одной поперечной моде. Интерферометр смонтирован по схеме Маха-Цендера. Оптические элементы его геометрически располагались на установке также как и ранее используемая гетеродинная диагностика коротковолнового ионного звука [59]. Длина каждого из плеч интерферометра составляла примерно 20 метров. Фокусирующие линзы на пути предметного луча на входе и выходе плазменной камеры позволили довести пространственное разрешение метода до величины около 0.5 мм. Широкие диагностические окна (0 50 мм) позволяли менять положение предметного, луча лутемперемещения линзыкак— в продольном, так и в поперечном направлении.
Как уже отмечалось, все оптические элементы (светоделительные пластины (ВаБг), поворотные зеркала, две фокусирующие линзы (ВаБг)) настоящего СОг интерферометра располагались на конструкциях установки без применения дополнительных мер для более жёсткой их фиксации или для демпфирования вибраций. Интерферометр использовался для исследования динамики плотности плазмы (а 1см, пе,тах \0 см", т 100 мкс) в релятивистском плазмонаполненном диоде. Достигнутая в эксперименте чувствительность интерферометра составляла яе/ 10 см", что соответствует т/ 10 интерференционной полосы. Излучение на выходе интерферометра регистрировалось CdHgTe детектором с временным разрешением -10 не. Основной задачей описанного метода интерферометрии являлось, как отмечалось выше, повышение результативности исследования ленгмюровского коллапса в пучково-плазменной системе установки ГОЛ-М. Результаты оптимизации режима генерации РЭП изложены в работе [32]. Коллективное рассеяние является весьма информативным методом исследования. Подбирая геометрию рассеяния и другие условия регистрации рассеянного излучения можно наблюдать различные ветви плазменных колебании и различные области их спектра [60]. Наиболее подходящим источником излучения в нашем диапазоне температур (-100 эВ) и плотностей (1012-1016 см"3) является С02-лазер. С одной стороны, его применение позволяет получить мощное ИК-излучение, для которого в широком диапазоне углов рассеяния выполняется условие коллективности (Акго) 1»1. С другой стороны использование молекулярного СС 2 лазера дает возможность выделить линию генерации (А,=10.28 мкм) (R14), близкую к резртанснрму__поглощению — молекулы аммиака (NH3) на линии (aR(l,l)). Последнее обстоятельство позволяет эффективно подавлять несмещенное по частоте первичное и рассеянное паразитное излучение, попадающее в системы регистрации [61]. Импульсная лазерная система на установке ГОЛ-М состоит из задающего генератора и усилителя. Генератор представляет собой ТЕА-лазер (transversely excited atmospheric pressure) атмосферного давления с поперечным двойным разрядом, выполненный по схеме аналогичной [62]. Рабочая смесь приготовляется из углекислого газа, азота и гелия.
Система регистрации некогерентного рассеяния для прямого наблюдения динамических провалов плотности плазмы
Схема рассеяния для р мош_ш людения_динамических- провалов плотности представлена на рис.7. Ввод и вывод излучения в плазменную камеру сделаны по схеме аналогичной работе [67]. Лазерный луч, пересекающий плазму перпендикулярно магнитному полю, фокусировался на ось плазменной камеры до диаметра 0.2 мм и выводился через окно, установленное под углом Брюстера. Одноканальная система сбора и регистрации рассеянного излучения. Изображение объема рассеяния (0.2x0.2x1 мм3) передавалось телескопическим объективом (F=13 см, 0 = 5.5 см) на торец световода с последующей его передачей на лавинный фотодиод С30955Е (EG&G Optoelectronics) (см. рис.7). Чувствительность и временное разрешение диода соответственно равны 35 А/Вт и 2 не, площадь фоточувствительной поверхности равна 1 мм2. Чтобы выделить временную динамику плотности плазмы, контур сигнала рассеянного излучения сравнивался с формой лазерного импульса, регистрируемого на том же луче осциллографа. Для этого часть лазерного импульса (блйк от"пов6ротной призмы) направлялась по световоду в систему регистрации с задержкой 200 не относительно сигнала рассеяния (канал мониторирования на рис. 7). Сравнение формы регистрируемых таким образом импульсов позволяло определять динамику плотности плазмы в течение импульса генерации лазера Аілаз с точностью 5- 10%. Для проверки того, что изменения формы импульса рассеянного излучения не связаны с электромагнитными помехами, которые могут возникать в системе регистрации при генерации РЭП, использовалось оптическое дублирование регистрируемого сигнала. С этой целью часть рассеянного излучения, отделенная 50%-зеркалом, через оптическую линию задержки в 40 не направлялась на независимый канал регистрации (дублирующий канал на рис. 7). Сравнение осциллограмм основного и дублирующего каналов позволило с уверенностью отделять особенности, связанные с динамикой плотности плазмы, от электромагнитных помех. Действительно, поведение плотности доллшо повторяться в каналах со сдвигом в 40 не, в то время как электромагнитные наводки доллены примерно совпадать по времени.
Отметим также, что запись профиля лазерного импульса в обоих каналах в значительной мере решила проблему различия аппаратных функций каналов регистрации. Токовые сигналы с лавинных фотодиодов снимались трансимпедансными предусилительными каскадами. Калсдый такой каскад выполнен на базе операционного усилителя CLC 425 (National Semiconductor) и интегрирован на одной плате со своим фотодиодом. Коэффициент трансформации каскадов в этих экспериментах был равен 1 кОм. Электроника была снабжена свинцовой защитой от рентгеновского излучения и вместе с системой сбора излучения помещена в электромагнитный экран (см. рис. 7). Сигналы с предусилителей передавались в специальную «экран-комнату» с расположенными в ней осциллографом. Из этой же комнаты осуществлялось высоковольтное (около 300 В) питание лавинных-диодов—и—питание- предусилителей (5—В). Все сигнальные и «питающие» кабеля располагались в медной трубе, соединяющей экран-комнату и экран системы регистрации. Электропитание экран-комнаты осуществлялось по экранированным кабелям через разделительный трансформатор. Юстировка системы томсоновского рассеяния осуществлялась в несколько этапов. Сначала с помощью гелий-неонового лазера «грубо» выставлялись все оптические элементы. Затем, используя прибор ночного видения для визуализации ИК лазерного излучения, производилась точная настройка фокусирующей линзы и объектива. Окончательная юстировка оптической системы и калибровка системы регистрации производились по сигналу релеевского рассеяния на элегазе (SF6) при давлении 0.05 атм. На этом этапе с точностью 0.005 мм выставлялась фокусирующая линза в поперечном относительно оси лазерного пучка направлении. Типичные сигналы, получаемые при рассеянии на элегазе, показаны на рис 8. Отношение сигнала рассеяния к монитору лазерного импульса (пунтирная кривая) демонстрирует характерную точность отслеживания плотности. Как видно, в интервале лазерного импульса от 50 до 130 не точность измерения плотности составляет единицы процентов. Паразитное излучение на несмещенной лазерной частоте подавлялось интерференционным фильтром с полосой пропускания равной 40 нм (см. рис. 9а). Коэффициент пропускания фильтра на длине волны излучения лазера не более 10"4. Деформация кривой пропускания интерференционного фильтра из-за сходимости пучка света после объектива оказалась незначительной.
Очевидно, что система регистрации с таким фильтром чувствительна не только к динамике плотности плазмы, но и к эволюции электронной температуры из-за допплеровского уширения. График зависимости сигнала рассеяния от электронной температуры при постоянной плотности приведен на рис. 96. Как видно, что интенсивность прошедшего через фильтр рассеянного излучения может меняеться максимум на 10% при изменении температуры от 50 до 250 эВ Указанный интервал полностью перекрывает диапазон возможных температур электронов в наших экспериментах. Возможность быстрого изменения температуры будет обсуждаться в конце 2й главы диссертации. К моменту настоящей работы на установке ГОЛ-М был исследован широкий круг вопросов турбулентного нагрева плазмы РЭП. С помощью 90-градусного рассеяния измерены температура и плотность турбулентной плазмы. Исследована немаксвеловская составляющая функции распределения электронов (8-градусное рассеяние) [66]. Проведено измерение профиля плотности плазмы с повышенным пространственным и временным разрешением (90-градусное рассеяние), с целью обнаружения локальных провалов в сильнотурбулентной плазме [67]. В первых экспериментах по измерению профиля плотности турбубулентной плазмы не были обнаружены локальные провалы плотности, свидетельствующие о наличии коллапса [29]. Рассеянное на 90 излучение в этой работе регистрировалось 25-канальной линейкой лавинных фотодиодов С30985Е, ориентированной вдоль сфокусированного (до 0.2 мм) зондирующего лазерного луча в плазме. Размер отдельного элемента линейки, которым определялось пространственное разрешение метода, равен 0.25x0.3 мм. Типичные осциллограммы сигналов рассеяния, наложенные друг на друга, показаны на рис. 12. Однако отметим, что чувствительность к относительной величине провала в этих экспериментах была не высокой: 10-20%. Это связано главным образом с различием частотных характеристик различных каналов и с влиянием импульсных помех во время срабатывания ускорителя. Кроме того, как оказалось, появления каверн носит пороговый характер по току инжектируемого РЭП в плазму. Вполне вероятно, что по совокупности параметров пучково-плазменной системы установки ГОЛ-М не были выполнены условия возникновения каверн.
Обсуждение результатов экспериментов по исследованию каверн
В свое время модель коллапса и описывающие его уравнения Захарова [3] подверглись всестороннему изучению и численному моделированию (см. напр. [6]). Было проведено множество численных расчетов динамики коллапсирующеи каверны при различных геометриях, начальных условиях, с учетом тех или иных механизмов диссипации: затухание Ландау, пересечение траекторий, времяпролетное затухание (Transitime dumping) [69] и др. В результате были получены значения масштаба каверн на стадии выгорания ленгмюровских колебаний этой величины в пределах от \2гое до ЗО ґое (см. например работы [1, 6, 70] и приведенную в них библиографию). Для условий плазмы в установке ГОЛ-М это дает величину порядка десятков микрон. Такое несоответствие нашим результатам объясняется, во-первых, сильным магнитным полем, усложняющим коллапс. Во-вторых, если принять начальный масштаб сжимающегося ленгмюровского пакета порядка крез 1, то для установки ГОЛ-М из-за высокой начальной амплитуды электрического поля в пульсациях значение плотности энергии в каверне при таких её конечных размерах составит величину W »пТс. Понятно, что диссипация включится на более крупных масштабах, замедляя процесс коллапса, а условия применимости уравнений Захарова перестанут выполняться. Кроме того, в них станет необходим учет опущенных ранее эффектов, например, резонансного затухания на быстрых надтепловых частицах, электрон-электронных нелинейностей и др. [71]. Также существенным может оказаться наличие постоянной пучковой накачки в резонансной области во время регистрации сигналов рассеяния, которая может сопровождаться дополнительными усложняющими явлениями [72]. Они могут существенно повлиять на процесс локализации волновых пакетов и образования понижений плотности плазмы в ленгмюровском коллапсе. Внешнее магнитное поле значительно усложняет теоретическое рассмотрение задачи о коллапсе [73, 74, 75]. Его присутствие делает анизотропной дисперсию колебаний плазмы и добавляет новые ветви.
В связи с этим, рассмотрение модуляционной неустойчивости и коллапса удаётся провести лишь для ограниченных диапазонов параметров турбулентности. Первая работа в этой области также принадлежит В.Е. Захарову [73]. В ней рассмотрен коллапс высокочастотных ветвей колебаний при следующих условияхВпрочем, поперечный размер каверны в процессе схлопывания изменяется быстрее и на каком-то этапе сравнивается с продольным, после чего магнитное поле становится не существенным и задача становится изотропной [74]. Противоречие в форме образующихся каверн нашим результатам можно объяснить предположением авторов о продольности относительно магнитного поля спектра в области накачки ленгмюровских волн. Как продемонстрировано в [19] и как видно из рис.11, спектр турбулентности на установке ГОЛ-М вблизи резонансных с РЭП волновых векторов нельзя считать вытянутым вдоль поля. В работе [68] рассмотрена аналогичная задача о воздействии магнитного поля на модуляционную неустойчивость без ограничительных предположений о спектре турбулентных пульсаций. Подход авторов близок методу, развитому Веденовым и Рудаковым [76] для случая изотропной плазмы, и основан на рассмотрении кинетического уравнения для волн и где n, h - единичные векторы вдоль волнового вектора и магнитного поля соответственно. Как видно магнитное поле может вносить существенную анизотропию в величину Tejf. Проведенный авторами [68] гидродинамический анализ движения ионов показал, что для модуляционной неустойчивости необходимо выполнения условия Оказалось, что в случае преобладания магнитного слагаемого в (4) над тепловой добавкой, колебания, распространяющиеся почти поперек магнитного поля волны, более неустойчивы по сравнению с другими направлениями и по сравнению со случаем плазмы без магнитного поля. Измеренный группой Вячеславова спектр ленгмюровской турбулентности [19] позволил численно рассчитать значение Tejp В результате было показано, что порог модуляционной неустойчивости в поперечном к магнитному полю направлении превышен примерно в тридцать раз, в то время как в продольном направлении порог превышен только в несколько раз [19]. Таким образом, форма зарегистрированных в настоящей работе каверн соответствует соотношению «продольного» и «поперечного» порогов начальной стадии модуляционной неустойчивости.
Обнаруженный пороговый характер появления каверн может частично, по крайней мере, снять противоречия с выводом работы [25], где на основании анализа предыдущих исследований сделан вывод об отсутствии коллапса. Это заключение базируется в основном на отсутствии явных признаков коллапса в деталях рассмотренных там спектров ленгмюровской и ионно-звуковой турбулентности, а также на отрицательном результате поиска каверн плотности в работе [29].Кроме того, оценки, базирующиеся на экспериментальных данных, показывают, что скорости альтернативного процесса переноса энергии ленгмюровских колебаний в область их затухания на меньших пространственных масштабах -конверсии ленгмюровских колебаний на коротковолновом звуке вполне достаточно для обеспечения передачи всей энергии турбулентности плазменным электронам [25]. Используемые в работе [25] экспериментальные результаты получены в вакуумном режиме работы генератора РЭП ( 1 кА см"). Как уже упоминалось плотность тока в этом случае значительно ниже порога появления каверн ( 3 кА/см2). Кроме этого, необходимо отметить, что временной промежуток образования каверн тяготел к завершающей стадии генерации РЭП (время после начала инжекции). Возможно, это связано с плохими условиями возбуждения ленгмюровских каверн в быстроменяющихся условиях, характерных для начальной стадии генерации РЭП. Как показано в работе [19] увеличение температуры плазмы продолжается в течение первых 30-50 не после начала инжекции РЭП. Дополнительные выводы о природе наблюдаемых провалов плотности можно почерпнуть из статистики регистрируемых каверн. В схеме рассеяния в одной точке плазмы было сделано всего около 66 выстрелов. Из них в статистике были учтены п=32. Отбор производился по величине тока РЭП ( 3 кА/см ), который должен превышать экспериментальный порог образования каверн, а также по благоприятному совпадению во времени лазерного импульса и генерации РЭП (их синхронизация не была стабильной от выстрела к выстрелу). С провалами было зарегистрировано 9 выстрелов, что дает вероятность обнаружения р=0.29.
Эффективность взаимодействия пучка электронов с неоднородной плазмой
Для развития пучково-плазменной неустойчивости согласно первым теоретическим предсказаниям [83], рассматривающим снос ленгмюровских колебаний из резонансной области в -пространстве, требовалось выполнить достаточно жесткое условие на однородность плотности плазмы: где Еь, 6ь -энергия и угловой разброс электронов пучка, Л - кулоновский логарифм. Тогда при типичных параметрах плазмы получим для ГОЛ-М величину щт 1 м при обшей длине плазмы Ьр = 2.5 м. Для установки ГОЛ-3 из-за большого углового разброса пучка ( 30) получаем тщ 20 м, при Lp = 12 м. Для сценария БП размер допускаемой неоднородности Результаты экспериментов в обеих, упомянутых открытых ловушках, показывают, что основная доля энергии пучка выделяется на меньших расстояниях от начала плазменной камеры чем Ьщп, то есть условие (16) экспериментально не подтверждается. Некоторое объяснение этому может быть найдено в присутствие не рассмотренного в теории поперечного градиента плотности, который практически всегда имеет место в лабораторной плазме [43]. Действительно, для вытянутого плазменного столба, очевидно, поперечный градиент Vn± значительно превосходит продольный V _L»V«L- Следовательно, результирующий градиент Vn=Vn±+VfiL почти перпендикулярен направлению распространения РЭП. Таким образом, нормальная поверхность к градиенту (поверхность постоянной плотности) очень слабо отклоняется от движения электронов пучка, что позволяет быстрое возбуждение волн, распространяющихся в этом направлении. Аналогичная ситуация может иметь место и в плазменной мишени во время образования канала пониженной плотности при воздействии лазерного импульса (сверление отверстия). Скорее всего, такое соотношение градиентов реализуется и в переходной области для будущего дополнительного пучка в установке ГОЛ-3. В этом случае обостряется вопрос о возможном влиянии на эффективность пучково-плазменного взаимодействия перехода пучка через область пониженной плотности в диоде и дрейфовой трубки (см. рис.2) или через периферийную плазму, или область «отверстия» в схеме БП. Действительно инкремент пучковой неустойчивости пропорционален может быстро разрушиться ещё до инжекции в основную плазму. Что бы определить роль это перехода в диссипации РЭП можно воспользоваться результатами специальных тестовых экспериментов [43]. В этих исследованиях трубка была заменена титановой фольгой толщиной 20 мкм. Как видно из рис. 23, такая конфигурация ускорительного диода приводит к пятикратному увеличению тока по сравнению со стандартным бесфольговым диодом.
Однако при этом рассеяние электронов в фольге приводит к угловому разбросу равному 0-25 относительно направления распространения РЭП. На рис. 24 приведено сравнение спектров ленгмюровской турбулентности, возбуждаемой при фольговой и бесфольговой инжекции РЭП. Наблюдения в обоих случаях (см. рис. 24) ясно показывают наличие пиков вблизи резонанса продольных волновых векторов. Их ширины примерно совпадают, в то время как спектральная плотность ленгмюровских колебаний на единицу тока РЭП в случае безфольгового диода примерно на порядок выше. Если для основного плазменного столба условие L Lmin. выполнено или почти выполнено, то в транспортном канале оно, также как и в установке ГОЛ-3, нарушено. При этом, как упоминалось выше, нагрев электронов в ГОЛ-3 очень эффективен, а в диоде ГОЛ-М он практически отсутствует. Похожее ослабление диссипации РЭП в плазме с понижением плотности наблюдалось в экспериментах [84] и было объяснено возбуждением ионно-звуковой турбулентности, подавляющей пучковую неустойчивость. Этот эффект может оказаться очень важным при транспортировке электронного пучка через область пониженной плотности плазмы в экспериментах по поддержанию турбулентности в плазме установки ГОЛ-3, а так же при транспортировке РЭП в плазменное ядро в экспериментах по быстрому поджигу в лазерном инерциальном синтезе. Таким образом, можно ожидать, что разрабатываемый коллективом ГОЛ-3 пучок электронов будет преодолевать переходную область, сохраняя свой потенциал для вклада энергии в более плотную плазму. Ниже приведены основные результаты и выводы диссертационной работы. Полученные результаты являются новыми. I. Наблюдение и исследование локализованных провалов плотности 1. Создана диагностическая система для регистрации провалов плотности методом томсоновского рассеяния. С ее помощью в экспериментах на пучков о-плазменной системе установки ГОЛ-М были обнаружены динамические провалы плотности (каверны, Sn/n 40%; г 10 не) в плотной магнитоактивной плазме (я 1015 см"3, сосе \0и с1). 2. Для измерения характерного поперечного к магнитному полю размера каверн создана четырехканальная система регистрации сигналов рассеяния. Экспериментально определенный поперечный размер каверн составил величину /j. 1 мм. 3. Разработан способ измерения продольного к магнитному полю размера каверн. Для этого пучок зондирующего излучения с помощью разрезанной на две части линзы был разделен пополам и сфокусирован в две точки на одной силовой линии магнитного поля. В результате получены верхняя и нижняя границы продольного размера каверн: 3 мм /ц 8 мм. Таким образом, каверны имеют сигарообразную форму, что согласуется с расчетами порога модуляционной неустойчивости в продольном и поперечном направлениях. 4. Установлено, что образование каверн пороговым образом зависит от плотности тока ( 3 кА./см), инжектируемого в плазму РЭП.
Учитывая, что экспериментально измеренная интенсивность ленгмюровских колебаний увеличивается с ростом тока РЭП, возникновение каверн можно связать с интенсификацией развития модуляционной неустойчивости, приводящей в этих условиях к развитию ленгмюровского коллапса. П. Динамика ленгмюровской турбулентности 5. Для наблюдения быстрой динамики ленгмюровских колебаний применена техника коллективного рассеяния на базе С02-лазера. В этих исследованиях нами были улучшено временное разрешение системы регистрации (т 5 не). В результате в условиях, аналогичных тем, в которых были зарегистрированы каверны, обнаружены пики и провалы в сигналах коллективного рассеяния в окрестности пространственного спектра колебаний, резонансного с РЭП. Характерная длительность этой временной структуры в сигналах рассеяния совпадает со временем жизни каверн плотности (т 10 не). Это можно интерпретировать как увеличение спектральной плотности ленгмюровских колебаний на стадии образования коллапса и «выгорание» колебаний при его развитии. III. Возбуждение СЛТ релятивистским электронным пучком в плазме с неоднородностью. 6. Методом ИК интерферометрии определен масштаб неоднородности плазмы в месте инжекции РЭП. 7. Экспериментально показано, что при транспортировке в неоднородной плазме пучок не «разрушается». 8. Обоснована эффективность метода турбулентного сценария в схеме «быстрого поджига» с коллективным механизмом поглощения энергии релятивистских электронов в плотной плазме при лазерном УТС. 9. Подтверждена возможность использования инжекции дополнительного миллисекундного пучка в основную плазму установки ГОЛ-3 через разреженную область для поддержания необходимого уровня ленгмюровской турбулентности.
