ГЕНЕРАЦИЯ И УСИЛЕНИЕ УЛЬРАКОРОТКИХ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ИМПУЛЬСОВ

Н.С. Гинзбург, И.В. Зотова, Ю.В. Новожилова, А.С. Сергеев, ^*В.Г. Шпак, ^*С.А. Шунайлов, ^*М.Р. Ульмаскулов, ^*М.И. Яландин

Институт прикладной физики РАН, Нижний Новгород, Россия
^*Институт электрофизики УрО РАН, Екатеринбург, Россия

    В диапазоне 40-150 ГГц проведены экспериментальные исследования генерации мощных ультракоротких импульсов сверхизлучения (СИ) субнаносекундных электронных сгустков, движущихся в периодически гофрированном волноводе [1,2]. На частоте 38 GHz. получены импульсы длительностью 300 пс и пиковой мощностью до140 MВт, на частоте 75 ГГц мощность импульсов составила 10-15 MВт при длительности 150 пс. На частоте 150 ГГц при мощности 10 МВт фронт импульса достигал 75 пс, а полная длительность лежала в пределах переходной характеристики детектора 120 пс. Импульсы генерировались с тактовой частотой 25 Гц. Экспериментальные результаты находятся в хорошем соответствии с результатами теоретического анализа процессов СИ.
    Рассмотрена возможность дальнейшего увеличения пиковой мощности импульсов при распространении импульсов вдоль квазистационарных электронных потоков. Если групповая скорость импульсов отлична от поступательной скорости частиц, должна иметь постоянная подпитка одного из фронтов импульса электронами, не имеющими (с точностью до шумовой компоненты) начальной модуляции. В практическом плане описанный процесс может быть реализован при синхронизации двух ускорителей РАДАН, один из которых за счет использования обострителей формирует субнаносекундный электронный пучок, а другой генерирует пучок длительностью 4-5 нс. На базе первого ускорителя генерируются импульсы СИ, а на базе второго они усиливаются.. Согласно теоретическим оценкам при входной мощности импульса 40 МВт мощность импульса на выходе может достигать 160 МВт. при длительности по полувысоте до 50 пс.

Литература

1. Ginzburg N.S., Novozhilova Yu.V., Zotova I.V. et al, Phys.Rev., 1999 V. E60(3), p.3297
2. Yalandin M.I., Shpak V.G., Shunailov S.A. et al, IEEE Plasma Science (in print)

ГЕНЕРАЦИЯ 4-ММ ИЗЛУЧЕНИЯ В ПЛАНАРНОМ МАЗЕРЕ С ДВУМЕРНЫМИ БРЭГГОВСКИМИ ОТРАЖАТЕЛЯМИ

Н.В. Агарин, А.В. Аржанников, В.Б. Бобылев, В.С. Бурмасов, ^*Н.С. Гинзбург, В.Г. Иваненко, П.В. Калинин, С.А. Кузнецов, ^*Н.Ю. Песков, С.С. Попов, А.Ф. Ровенских, ^*А.С. Сергеев, С.Л. Синицкий, В.Д. Степанов

Институт ядерной физики им. Г.И.Будкера СО РАН, Новосибирск, Россия
^*Институт прикладной физики РАН, Нижний Новгород, Россия

    Мазер на свободных электронах (МСЭ) с ленточным РЭП большого поперечного сечения может использоваться для генерации микросекундных импульсов миллиметрового излучения с энергосодержанием 10²-10³ Дж. Одной из основных физических проблем при создании такого устройства является получение пространственной когерентности излучения, генерируемого различными частями электронного потока, когда его ширина во много раз превышает длину волны излучения. Решение этой проблемы возможно на основе применения двумерно распределенной положительной на обратной связи. Такой характер обратной связи мы исследуем теоретически и экспериментально на установке ЭЛМИ.
    Установка ЭЛМИ включает в себя ускоритель У-3 (энергия электронов 1 МэВ, ток пучка 5 кА, длительность импульса 5 мкс), магнитную систему ондулятора (ведущее поле до 1.4 Т, поперечная составляющая до 0.15 Т) и планарный резонатор, составленный из пары брэгговских отражателей с двоякопериодической гофрировкой поверхностей. Кроме того, она оснащена комплексом диагностик пучка и излучения. Именно на этой установке впервые была продемонстрирована генерация излучения в условиях двумерно распределенной обратной связи [1-2]. Мы продолжаем исследования в направлении достижения хорошей когерентности излучения и увеличения КПД.
    В данном докладе будут представлены результаты этих исследований.

    Работа выполнена при поддержке МНТП ⌠Физика микроволн■ (проект ╧1.3), РФФИ (грант 97-02-17379) и МНТЦ (проект ╧274).

Литература

1. N.V.Agarin, A.V.Arzhannikov, V.B.Bobylev et al. Abstracts of 21st Int. FEL Conf., Hamburg, Germany, 1999, p.Mo-O-03.
2. N.V.Agarin, A.V.Arzhannikov, V.B.Bobylev et al. Abstracts of the 4th Asian Symp. on FEL, Taejon, Korea, 1999, p.8D2.

ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ СЕЛЕКТИВНЫХ СВОЙСТВ ДВУМЕРНЫХ ПЛАНАРНЫХ БРЭГГОВСКИХ ОТРАЖАТЕЛЕЙ

А.В. Аржанников, ^**Н.С. Гинзбург, ^*Е.В. Дианкова, П.В. Калинин, А.С. Кузнецов, ^**Н.Ю. Песков, ^*П.В. Петров, ^**А.С. Сергеев, С.Л. Синицкий, В.Д. Степанов

Институт ядерной физики им. Г.И.Будкера СО РАН, Новосибирск, Россия
^*Всероссийский научно-исследовательский институт технической физики, Снежинск, Россия
^**Институт прикладной физики РАН, Нижний Новгород, Россия

    На установке ЭЛМИ в ИЯФ СО РАН проводятся эксперименты по генерации миллиметрового излучения в планарном мазере на свободных электронах с двумерной распределенной обратной связи [1]. Используется резонатор, состоящий из однородного участка и двух планарных отражателей. Однородный плоский волновод имеет сечение 8,5╢200мм и длину 320мм. Расположенные на его концах отражатели состоят из пар брэгговских решеток с двоякопериодической гофрировкой рабочей поверхности. Длина рабочей поверхности решеток определяет коэффициент отражения и может варьироваться в пределах от 60 до 200мм.
    Ранее были предложены различные варианты геометрии брэгговских решеток, которые обеспечивают эффективную двумерно распределенную обратную связь [2]. В данном докладе сообщается о результатах компьютерного моделирования прохождения электромагнитной волны через отражатели, а также аналитические расчеты влияния параметров гофрировки брэгговских решеток на спектральные свойства отражателей и на модовый состав излучения в резонаторе. Приводятся также результаты проведенных измерений коэффициентов отражения рефлекторов и их сопоставление с расчетами.
    Исследования указывают на возможность реализации одномодового режима генерации излучения, когерентного по всей ширине ленточного РЭП даже в том случае, когда эта ширина превышает длину волны излучения на 2-3 порядка.

    Работа выполнена при поддержке МНТП ⌠Физика микроволн■ (проект ╧1.3), РФФИ (грант 97-02-17379) и МНТЦ (проект ╧274).

Литература

1. N.V.Agarin, A.V.Arzhannikov, N.S.Ginzburg et al. Abstracts of 21st Int. FEL Conf., Hamburg, Germany, 1999, p.Mo-O-03.
2. A.V.Arzhannikov, N.S.Ginzburg, P.V.Kalinin et al. Abstracts of the 4th Asian Symp. on FEL, Taejon, Korea, 1999, p.P35.

ПЛАЗМЕННЫЙ ГЕНЕРАТОР НА КАБЕЛЬНОЙ ВОЛНЕ

Клочков Д.Н., Пекар М.Ю., Рухадзе А.А.

ИОФ РАН, Москва

    Рассмотрена линейная теория возбуждения кабельной волны в плазменном резонаторе релятивистским электронным пучком. Проведено сравнение черенковского и пирсовского режимов генерации. Показано, что в случае сильного усиления по длине в генераторе работают две волны: прямая усиливаемая и обратная отраженная. Этот режим является черенковским. В обратном случае, когда усиление по длине не велико, в процессе генерации участвуют все четыре волны: две пучковые и две электромагнитные. Этот режим является пирсовским.
    Получены стартовые условия (стартовый ток, стартовая длина резонатора) с учетом излучательных потерь как функции добротности системы для обоих режимов генерации.

ГЕНЕРАЦИЯ ШИРОКОПОЛОСНЫХ РАДИОИМПУЛЬСОВ В ОТРАЖАТЕЛЬНОМ ТРИОДЕ С ПЛАЗМЕННЫМ ЭМИТТЕРОМ ЭЛЕКТРОНОВ

С.В. Булычев, А.Е. Дубинов, В.С. Жданов, И.Л. Львов, С.А. Садовой, В.Д. Селемир, В.Н. Халдеев

Российский Федеральный Ядерный Центр -ВНИИ экспериментальной физики, Саров, Нижегородская обл., Россия

    Представлены результаты разработки и экспериментального исследования отражательного триода с виртуальным катодом нового типа, в котором в качестве источника электронов используется поверхностный разряд вдоль сегнетоэлектрика, а в качестве устройства вывода излучения √ петлевые антенны. Получена генерация широкополосных радиоимпульсов с центральной частотой около 300 МГц и мощностью около 80 Вт.
    Основная идея заключается в разделении функций создания плазмы и вытягивания заряженных частиц между двумя несвязанными друг с другом импульсами напряжения, а в качестве концентраторов электрического поля использовать не катодные микроострия, как это происходит при традиционной взрывной эмиссии с металлических катодов, а тройные точки ⌠металл-диэлектрик-вакуум■.
    Известно, что тройные точки, особенно в случае диэлектрика с большим значением диэлектрической проницаемости, усиливают вокруг себя электрическое поле. В результате этого поля с кромки металла вблизи тройной точки возникает интенсивная автоэлектронная эмиссия, вызывающая электрический взрыв вещества кромки, который в свою очередь может инициировать возникновение поверхностного разряда вдоль диэлектрика.
    Таким образом, согласно этому принципу эмиттер должен представлять собой систему из двух электродов, разделенных друг от друга диэлектрическим изолятором. На эти электроды подается импульс управляющего напряжения, который в результате электровзрыва кромки одного из электродов (катодного) создает поверхностный разряд вдоль диэлектрика. Плазма поверхностного разряда после замыкания межэлектродного промежутка шунтирует управляющее напряжение, после чего, подав на дополнительный вытягивающий электрод импульс напряжения нужной полярности и амплитуды, можно получить пучок электронов или положительных ионов необходимой энергии.

ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ УСКОРЕНИЯ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ В ПЛАЗМЕ КИЛЬВАТЕРНЫМИ ПОЛЯМИ, ВОЗБУЖДАЕМЫМИ П РОГРАММИРУЕМОЙ ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТЬЮ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЭЛЕКТРОННЫХ СГУСТКОВ

Н.И. Айзацкий, В.А. Балакирев, А.Н. Довбня, А.Е. Дубинов^*, В.И. Карась, И.В. Карась, В.Д. Селемир^*, Я.Б. Файнберг

ННЦ ⌠Харьковский физико-технический институт■, Харьков, Украина
^*ВНИИЭФ, Россия

    В докладе представлены и обсуждаются результаты экспериментов по возбуждению кильватерных полей и ускорению заряженных частиц программируемой последовательностью релятивистских электронных сгустков.
    Результаты получены на экспериментальной установке ⌠Лазерный индуцированный комплекс■ (ЛИК) [1]. Кильватерные поля, возбуждаемые сгустками, измерены с помощью оригинальной методики поперечного электронного пучка [2]. Величина измеренных полей превысила 3 KV/cm.
    Наблюдалась фокусировка электронных сгустков. Уменьшение радиуса сгустков составило более двух раз.
    Представлено сравнение экспериментальных результатов с выводами теории и результатами численного эксперимента.

Литература

1. Н.И.Айзацкий и др., Физика Плазмы, 1994, т.20, с.603.
2. В.А.Балакирев и др, Письма в ЖТФ, 1996, т.22.

ВОЗБУЖДЕНИЕ КИЛЬВАТЕРНЫХ ПОЛЕЙ В ДИЭЛЕКТРИКЕ ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТЬЮ ЭЛЕКТРОННЫХ СГУСТКОВ

В.А. Киселев, Р.Н. Кочергов, А.Ф. Линник, И.Н. Онищенко, Г.В. Сотников

ННЦ Харьковский Физико-технический институт Харьков, Украина

    В настоящее время широко и успешно проводятся исследования новых методов ускорения и ВЧ-генерации, базирующихся на возбуждении интенсивных кильватерных полей в плазме. Использование кильватерных полей, возбуждаемых в диэлектрике последовательностью электронных сгустков, для высокоградиентного ускорения заряженных частиц было предложено и исследовано в [1-3]. В [4] кильватерные поля рассматриваются как эффективное средство для ВЧ-генерации в плазмонаполненном клистроне. В данной работе представлены теоретические исследования, численное моделирование и экспериментальные результаты возбуждения в диэлектрическом волноводе короткоимпульсных интенсивных кильватерных полей с помощью последовательности сгустков релятивистских электронов. При этом используется два достоинства поставленной проблемы. Первое из них заключается в использовании большого количества сгустков в регулярной последовательности, приводящее к сложению когерентных кильватерных полей отдельных сгустков. Второе достоинство вытекает из возможности для диэлектрического волновода (отсутствующей для плазменного случая) многомодового режима возбуждения, что приводит к формированию кильватерных полей в виде узких пиков большой амплитуды. Проведены расчеты для набора параметров, используемых в эксперименте: внешний и внутренний диаметры диэлектрического волновода 3.5 см и 1.1 см, соответственно, диэлектрическая проницаемость 10, радиус сгустка 1.0 см, его длина 1.7 см, количество сгустков в импульсе 3000, число электронов в сгустке 10⁸, энергия 5 МэВ. Численное моделирование возбуждения кильватерных полей проведено для линейной и нелинейной стадий. В предварительных экспериментах зондами измерены продольная и радиальная компоненты возбуждаемого электрического поля. Получен энергетический спектр электронов возбуждающих сгустков и определено, что 25% энергии электронов уходит на возбуждение кильватерных полей. Прямое измерение временной реализации кильватерного поля с предполагаемой длительностью 60псек в настоящее время не представляется возможным. Ее оценку предполагается сделать по энергии ускоренных электронов.

Литература

1. W.Gai, P.Schoessow, B.Cole, R.Konecny, J.Norem, J.Rosenzweig, and J.Simpson, Phys. Rev. Lett.(1988), 61, 2756 .
2. I.N.Onishchenko, V.A.Kiselev, A.K.Berezin, G.V.Sotnikov et al. Proc. 1995 Particle Accelerator Conf., PAC▓95, pp. 782.
3. T.B.Zhang, J.L.Hirshfield, T.C.Marshall, B.Hafizi, and A.K.Ganguly, Proc. 1997 Particle Accelerator Conf., PAC▓97.
4. J.A.Pasour et al, Rev. Sci. Instrum. (1997), 68, 3229.

В ЗАИМОДЕЙСТВИЕ КРУПНЫХ ЧАСТИЦ В ПЫЛЕВОЙ ПЛАЗМЫ: 3D3V КИНЕТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ.

Л.В. Иньков, В.Д. Левченко

Институт прикладной математики им. М.В. Келдыша, Москва, Россия

    Пылевая плазма играет важную роль в ряде областей физических исследований, среди которых следует отметить межзвездные молекулярно-пылевые облака, планетарные кольца, пылевые структуры в газовых разрядах и т.д.
    Подход, обсуждаемый в данной работе, применим к задаче о пылевых кристаллах, и, возможно, в перспективе к промышленному плазменному травлению. Основные параметры пылевой плазмы в этих проблемах следующие: Температура электронов T_e около 1 эВ, концентрация ионов n _i около 10⁹ см^-3, а их температура близка к комнатной. Размер частиц пыли a составляет 10-100 мкм, а расстояние между пылинками d 100-1000 мкм. Отсюда следует соотношение a < l_D << d, где l_D - длина Дебая.
    Для численного моделирования подобных задач создана самосогласованная кинетическая модель пылевой плазмы. В модели учитываются следующие основные механизмы взаимодействия пылевых частиц [1]:

1. Длинномасштабное отталкивание пылевых частиц, возникающие из-зи наличия потока плазменных частиц на пылинку. При этом на большом расстоянии от пылинки потенциал спадает, как 1/r².
2. Притяжение из-за ассиметрии потока частиц, бомбардирующих пылинку при взаимной экранировке пылинками друг друга.
3. Притяжение из-за кулоновского рассеяния плазменных потоков при взаимном затенении пылевых частиц.

Литература

1. Цытович В.Н, Успехи физических наук, 1997, т.167 N 1.
2. L.V.Inkov, V.D.Levchenko, Yu.S.Sigov. PIC 3D kinetic code for dusty plasma modeling. Препринт ИПМ им. М.В.Келдыша РАН, Москва, 1999.

О ⌠СИЛЕ ЛЕСАЖА■ В ПЫЛЕВОЙ ПЛАЗМЕ

С.К. Жданов

Московский государственный инженерно-физический институт (технический университет), Москва, Россия

В последние годы, при попытке объяснить возникновение структур в пылевой газоразрядной плазме, в том числе и типа кристаллических, все большую популярность, судя по нарастающему количеству публикаций (см., например, [1,2] и ссылки в них), приобретает концепция ⌠силы Лесажа■. У идеи Лесажа, в первоначальном виде предложенной в XVIII веке для объяснения притяжения макро тел, как известно, несчастливая судьба √ ⌠к несчастью■ эфир, воздействию частиц которого приписывался эффект притяжения, не существует. Любопытно, насколько удачной окажется попытка реанимировать эту идею применительно к проблемам пылевой плазмы.

Сама по себе конструкция взаимодействия по схеме Лесажа, суть которой сводится к учету воздействия ⌠микрочастиц■ среды на помещенные в нее ⌠макро■ пылинки, физически представляется непротиворечивой. Достаточно вспомнить, например, броуновское движение, когда хаотические блуждания макро частицы обусловлены именно такого рода воздействием. Правда, при броуновском движении, как известно, частицы в среднем ⌠разбегаются■, тогда как сила Лесажа привлекается в попытке объяснить противоположный эффект √ взаимного притяжения пылинок. В осуществимости такой возможности тоже нет ничего противоестественного. Вопрос лишь в том, в какой мере может проявиться подобный эффект в реальных условиях, когда в пылевой плазме наблюдают структуры. По существу, этот вопрос является ключевым в проблеме: будучи одноименно заряженными, макро частицы должны отталкиваться. Между тем, сила Лесажа принципиально имеет конечное время установления, тем большее, чем больше расстояние между макро частицами (см. рис., на котором показана эволюция силы Лесажа, возникающей между двумя поглощающими частицами радиуса а, расположенными на расстоянии R>2a друг от друга, в среде ⌠полевых■ частиц с тепловой скоростью v_T). Без учета этого обстоятельства, например, теория устойчивости [1,3] при наличии силы Лесажа представляется, по крайней мере, не полной. Есть и другие, не обсуждавшиеся ранее моменты, отличающие взаимодействие такого типа, Им и посвящено данное сообщение.

Литература.

1. Цытович В.Н., УФН, 1997, т. 167, ╧1, стр. 57.
2. Игнатов А.М., Физика плазмы, 1998, т. 24, ╧8, стр. 731.
3. Дубинов А.Е., Селемир Д.В., Шайдулин В.Ш., Письма в ЖТФ, 1999, т. 25, вып. 15, стр. 84

О ВОЗМОЖНОЙ РОЛИ ПЫЛЕВОЙ КОМПОНЕНТЫ В ФОРМИРОВАНИИ СТРИМЕРНОГО ПРОБОЯ И ДОЛГОЖИВУЩИХ ФИЛАМЕНТОВ

А.Б. Кукушкин, В.А. Ранцев-Картинов

ИЯС РНЦ ⌠Курчатовский Институт■

    Исследуются общие закономерности начальной стадии (пробоя) электрического разряда в различных типах установок для установления возможной роли пылевой компоненты в переходе от таунсендовского типа разряда к стримерному (тлеющий разряд, Z-пинчи, плазменный фокус, токамаки). Особое внимание уделяется формулировке качественного, феноменологического критерия формирования долгоживущих филаментов (ДЖФ) в плазме, время жизни которых на порядки величин превосходит предсказываемое стандартной физической кинетикой и магнитной гидродинамикой плазмы. ДЖФ с временем жизни порядка длительности всего разряда были обнаружены в газовом пинче [1(a,c),2], плазменном фокусе [1(e)] и токамаках [1(d),3(a)].
    В работе представлены результаты обработки изображений плазмы методом многоуровнего динамического контрастирования, который был ранее разработан [1(a,b)] и использован для анализа обширной базы данных [1(a-d),2,3(a)]. Показано, что формирование ДЖФ происходит с самого начала разряда и характеризуется появлением длинных и тонких прямолинейных блоков (напр., длиной порядка радиуса плазменного шнура), образующих достаточно жесткий каркас. Отдельные элементы этого каркаса часто имеют древообразную форму, свойственную стримерному механизму пробоя. Между тем, такие блоки и являются важнейшим атрибутом ДЖФ (именно они и сохраняются в течение всего времени жизни ДЖФ, см. напр. Рис. 1 в [2(a)]). Можно ожидать [2(c)], что ДЖФ образуются таким механизмом электрического пробоя, который следует ассоциировать с, по меньшей мере, разновидностью стримерного пробоя.
    Анализ феноменологии вышеуказанных ⌠жестких■ блоков в ДЖФ позволил [2] выдвинуть гипотезу, что только квантовые (а именно, молекулярные) связи могут обеспечить наблюдаемую ⌠жесткость■ (или по меньшей мере, связность) таких структур. Конкретным кандидатом на роль соответствующего элементарного блока была указана углеродная нанотрубка. В настоящей работе представлена качественная модель пробоя, основанная на ключевой роли такого рода пылевой компоненты. Это включает анализ источников такой ⌠квантовой■ пыли (рождения нанотрубок и т.д.) и механизмов ⌠сборки■ каркасов наблюдаемых макроскопических размеров на стадии электрического пробоя. Кратко обсуждается модель [3] выживания таких каркасов в горячей плазме и связанного с ним нелокального переноса энергии вдоль ДЖФ.

Литература

1. Kukushkin A.B., Rantsev-Kartinov V.A. (a) Laser and Part. Beams, 16, 445 (1998); (b) Rev. Sci. Instrum. 70, 1387 (1999); (c) Ibid, p. 1421; (d) Ibid., p. 1392; (e) Kukushkin A.B. et al., Fusion Technology, 32, 83 (1997).
2. Kukushkin A.B., Rantsev-Kartinov V.A., (a) Proc. 26-th Eur. Phys. Soc. conf. on Plasma Phys. and Contr. Fusion, Maastricht, Netherlands, 1999, p.873 (http://epsppd.epfl.ch/cross/p2087.htm); (b) Proc. 17th IAEA Fusion Energy Conf., Yokohama, Japan, October 1998, IAEA-F1-CN-69/IFP/17; (c) Preprint of Kurchatov Institute, IAE 6111/6, Moscow, October 1998.
3. Kukushkin A.B. Rantsev-Kartinov V.A. (a) Preprint of Kurchatov Institute, IAE 6157/6, Moscow, October 1999; (b) ⌠arXiv.org e-Print Archive■, http://xxx.lanl.gov/abs/ physisc/9910048.htm.

ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЕННОГО КАНАЛА ПРИ ПРОБОЕ ГЕЛИЯ В ЛАЗЕРНОМ БЕССЕЛЕВОМ ПУЧКЕ С ЦИФРОВОЙ РЕГИСТРАЦИЕЙ ИЗОБРАЖЕНИЙ

Бычков С.С., Горлов С.В., Макаров А.В., Марголин Л.Я., Пятницкий Л.Н., Тальвирский А.Д.

Институт высоких температур РАН, Москва, Россия.

Плазменные каналы, формируемые при оптическом пробое газов в бесселевых пучках, перспективны для создания плазменных лазеров ВУФ диапазона. Сложность диагностики такой плазмы связана с неоднородностью канала (радиальные градиенты концентрации электронов до 10²⁴ см^-4) и быстрой динамикой его развития (время изменения ~10 нс). Для гелия эта сложность увеличивается из-за относительно низкого уровня свечения плазмы. Вместе с тем, именно гелий представляет особый интерес в связи с его прозрачностью в ВУФ диапазоне и наибольшей надежностью численных моделей для описания пробоя в нем.

В работе для повышения чувствительности и точности регистрации спектров использовались цифровые камеры на охлаждаемых ПЗС-матрицах (дин. диапазон ~100db, чувствит. 4Ч 10^-15Дж/см², число пикселей 128╢1024, темновой ток 10^-16 А/пиксель), связанные с ЭВМ.

Греющее излучение (1.06 мкм, 5нс, ~10 Дж) фокусировалось аксиконом в камеру с гелием при давлении ~1 атм. . Угол наклона лучей к оси канала составлял g ~ 11° и 19° . Анализ спектров излучения проводился дифракционным спектрографом ДФС-452 при дисперсии 1.6 нм/мм, спектральное разрешение составляло ~0.1 нм. Регистрация осуществлялась камерой на ПЗС-матрице интегрально за время одного лазерного импульса. Вторая камера регистрировала изображение плазменного канала. С помощью третьей камеры регистрировалось поперечное распределение интенсивности в падающем на аксикон пучке греющего излучения, что позволяло определять в каждом импульсе превышение над порогом пробоя в окрестностях точки измерения. Для обработки использовались спектры в областях линий HeI 447.1; 667.5; 706.5нм и HeII 468.6нм. Результаты хордовых измерений пересчитывались в радиальные распределения с помощью матобеспечения разработанного на основе пакета MATCAD.

Полученные данные позволяют сделать выводы о динамике канала. На начальном этапе (радиус канала r0.15мм) в излучении присутствовал только континуум, т.е. имелась полностью ионизованная плазма (n_e~3ё 5Ч 10¹⁹ см^-3). Затем (r ~0.15ё0.4мм) появлялись однократные ионы (n_e~10¹⁸см^-3 для g ~ 11° и n_e~10¹⁹см^-3 для g ~ 19° ). В заключительной стадии светили только атомы с максимумом по светимости на радиусе r ~0.8ё 1.2мм (n_e~6Ч 10¹⁷  см^-3 для g ~ 11° ).

Работа частично поддержана РФФИ (пр. 99-02-16007) и ФЦП Интеграция ( пр. А-0111).

ФОРМИРОВАНИЕ ПРОТЯЖЕННОГО ЛАЗЕРНОГО ФАКЕЛА В КАУСТИКЕ АКСИКОНА ДЛЯ СОЗДАНИЯ РЕНТГЕНОВСКОГО ЛАЗЕРА

Батенин В.М., Бычков С.С., Горлов С.В., Макаров А.В., Марголин Л.Я., Пятницкий Л.Н., Тальвирский А.Д., Фоменко Е.В.

Институт высоких температур РАН, Москва, Россия.

    Протяженный плазменный канал, возникающий при оптическом пробое газа в каустике конической линзы √ аксикона, представляется перспективным для использования в качестве активной среды плазменного лазера ВУФ диапазона. Одной из проблем реализации такой схемы, является вывод ВУФ излучения через окружающий плазму газ. Решение этой проблемы изоляцией газовой мишени промежуточным объемом с дифференциальной откачкой или прожигаемым пленочным затвором, а также использование впрыскиваемой в вакуум газовой мишени осуществимы, но технически сложны.
    В работе исследована схема, сочетающая возможность создания протяженного плазменного образования с простотой вывода ВУФ излучения: плоская твердотельная мишень в вакууме, расположенная вдоль каустики аксикона, фокусирующего лазерный пучок. Измерения показали, что по сравнению с бесселевым пучком в этой схеме поперечный размер области фокусировки греющего излучения практически не изменился, а интенсивность уменьшилась не более, чем в два раза. При значениях интенсивности греющего излучения в каустике 10¹¹-10¹²Вт/см² температура электронов возникающего факела (порядка 100-200 эВ) должна быть достаточной для создания инверсной заселенности на переходах, соответствующих излучению ВУФ диапазона.
    В качестве мишени в экспериментах использовалась алюминиевая фольга толщиной 20 мкм. Излучение лазера на неодимовом стекле (5 Дж, 5 нс) фокусировалось стеклянным аксиконом с углом 30° при основании в строчку шириной ~5 мкм и длиной 12мм на каждой стороне фольги. Внешний вид плазменного образования и спектр излучения в видимой области регистрировались двумя камерами на ПЗС-матрицах (с обеих сторон мишени сбоку), спектр излучения в ВУФ области в осевом направлении фиксировался на фотопленку с помощью ВУФ спектрометра скользящего падения.
    Анализ полученных спектров ВУФ диапазона показал наличие линий излучения иона алюминия высокой кратности (AL-IV √ 13нм, 16нм; AL-V - 13нм, 28нм), что свидетельствует о высокой температуре электронов в формируемой плазме.

Работа частично поддержана РФФИ (пр. 99-02-16007) и ФЦП Интеграция ( пр. А-0111).

ВОЗБУЖДЕНИЕ ЛЕНГМЮРОВСКОЙ ТУРБУЛЕНТНОСТИ В ПРОЦЕССЕ ИОНИЗАЦИИ ПЛОТНЫХ ГАЗОВ ЛАЗЕРНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ СВЕРХМАЛОЙ ДЛИТЕЛЬНОСТИ

Н.В. Введенский, В.Б. Гильденбург

Институт прикладной физики РАН, Нижний Новгород, Россия

    Целью работы является теоретическое исследование пространственно-временной эволюции одномерных мелкомасштабных плазменно-полевых структур, формируемых в результате развития ионизационно-полевой неустойчивости в процессе туннельной ионизации плотных газов мощными лазерными импульсами сверхмалой длительности (~ 10 - 100 фс) [1]. Исходная система уравнений включает в себя уравнение, определяющее среднюю по периоду поля скорость роста плотности плазмы, и эволюционное уравнение для комплексной амплитуды (медленной временной огибающей) продольного (параллельного градиенту плотности) электрического поля, которое учитывает пространственную дисперсию, обусловленную тепловым движением электронов, и бесстолкновительное затухание Ландау, описываемое модельным дифференциальным оператором с 4-й производной.
    На базе данной системы уравнений была проанализирована линейная стадия неустойчивости медленно эволюционирующих однородных плазменно-полевых структур по отношению к пространственно-периодическим возмущениям поля и плотности. Исходя из полученного кубического дисперсионного уравнения были найдены инкременты неустойчивости а также оптимальные масштабы возмущений, обладающие максимальными инкрементами.
    Нелинейная стадия неустойчивости исследовалась путем численного решения исходной системы уравнений при периодических граничных условиях, отвечающих заданной начальной пространственной модуляции плотности плазмы. В результате проведенного компьютерного моделирования были определены основные стадии эволюции поля и плазмы в процессе пробоя. На первой стадии максимальная концентрация электронов растет с увеличивающейся скоростью, переходя в некоторый момент времени через критическое значение. Дальнейшее развитие пробоя сильно зависит от величины температуры электронов. При малых температурах процесс имеет характер медленной волны пробоя, распространение которой обусловлено только различиями локальных значений величины поля в разных точках пространства. Однако при достаточно больших значениях температуры, когда дебаевский радиус электронов не слишком мал по сравнению с масштабом неоднородности плазмы, вторая стадия процесса представляет собой быструю волну ионизации, распространяющуюся с групповой скоростью ленгмюровских волн, возбуждаемых в области плазменного резонанса. На последней стадии пробоя, после достижения полной ионизации газа, образуется долгоживущее турбулентное состояние с большим числом гармоник поля, характеризуемых различными волновыми числами, частотами и постоянными затухания.
    Полученные результаты представляют интерес в связи с проблемами генерации плотной лазерной плазмы и ее использования в лазерной и ускорительной технике [2].

    Работа выполнена при поддержке РФФИ, грант ╧ 99-02-16238.

Литература

1. V.B. Gildenburg, A.G. Litvak, N.A. Zharova. Phys.Rev.Letters, 1997, v. 78, p. 2968-2971.
2. C.J. Joshi, P.B. Corcum. Physics Today, January 1995, p. 36-43.

СТРУКТУРА ФРОНТА И ИЗЛУЧЕНИЕ СТРИМЕРНОГО РАЗРЯДА

Ю.К. Бобров, Ю.В. Юргеленас

Научно-технический центр "ГВЦ Энергетики" РАО "ЕЭС России", г.Москва, Россия

    Выделение энергии электрического поля и излучение плазмы стримерного разряда существенно зависят от структуры области фронта стримера. Так, результаты квазидвумерного моделирования [1] свидетельствуют о том, что выделение энергии имеет место в узкой области фронта, не совпадающей с окрестностью максимальной напряженности электрического поля, где проводимость плазмы еще очень мала. Это же касается излучения стримера [2].
    Двумерная структура фронта (головки) стримера является очень сложной и характеризуется не совпадающими характерными областями локализации электрического поля, плотности электрического заряда, джоулевой мощности, проводимости плазмы и др. Это выдвигает особые требования к вычислительным схемам, используемым при математическом моделировании динамики стримера.
    В настоящей работе посредством двумерного моделирования стримерного разряда в коротком воздушном промежутке плоскость-плоскость при атмосферном давлении исследуется распределение физических параметров в области фронта стримера и проводится расчет излучения в полосе (0,0) первой отрицательной молекулярной системы азота. Дается анализ структуры фронта стримера, области джоулева выделения энергии, излучающей области и исследуются временные характеристики импульса излучения в спектральной полосе. Показано, что длительность импульса в основном определяется характерным временем тушения возбужденных состояний, что соответствует результатам квазидвумерного моделирования [2]. Дается анализ возможности использования метода относительных интенсивностей спектральных полос азота для спектральной диагностики параметров плазмы стримера.

Литература.

1. Дьяков А.Ф., Бобров Ю.К., Юргеленас Ю.В. В кн.: Физико-технические проблемы передачи электрической энергии, под. ред. А.Ф.Дьякова, вып.1, с.161-200. М.: Изд-во МЭИ, 1998.
2. Djakov A.F., Bobrov Yu.K., Yourguelenas Yu.V., J. Tech. Phys., 1999, v. 40, pt. 1, p.247-250.

С ИЛЬНОТОЧНЫЙ ЛИНЕЙНЫЙ ИНДУКЦИОННЫЙ УСКОРИТЕЛЬ ДЛЯ ИНЕРЦИАЛЬНОГО УПРАВЛЯЕМОГО ТЕРМОЯДЕРНОГО СИНТЕЗА НА ПУЧКАХ ТЯЖЕЛЫХ ИОНОВ

В.И. Карась, Е.А. Корнилов, В.Д. Левченко^*, Ю.С. Сигов^*, Я.Б. Файнберг, О.Н. Шулика

ННЦ ⌠Харьковский физико-технический институт■, Харьков, Украина
^*Институт прикладной математики им. М.В. Келдыша РАН, Москва, Россия

    Для осуществления инерциального управляемого термоядерного синтеза с использованием тяжелоионных пучков (HIF) для поджига мишени в форме шарика из D-T смеси внутри твердой оболочки диаметром 0.3-0.4 cm необходимо внести до 10 MJ энергии в течение 20-25 ns, что эквивалентно импульсу мощностью 150-400 TW. При этом возможный энергетический выход составит около 80-100.
    Создание ускорительного устройства (драйвера) для HIF ведется по двум направлениям. Во-первых, это линейные резонансные ускорители с накопительным кольцом и, во-вторых, линейные индукционные ускорители (linacs).
    В противоположность вакуумному индукционному linac с низким током инжекции, в ХФТИ предложено (1976) использовать индукционный linac с нейтрализованным ионным пучком, имеющий магнитно-изолированный ускоряющий промежуток. Для получения сильноточного пучка используется коллективная фокусировка, при которой объемный заряд пучка компенсируется электронами. Поскольку ток ускоренных ионов в таком linac может достигать 10-20 kA, требование конечной энергии ионов может быть снижено до нескольких сотен MeV (вместо 10-20 GeV). В этом случае уже нет необходимости вклюсать накопительное кольцо и многошаговое сжатие ионного токового импульса. Продольное сжатие пучка при помощи импульса напряжения определенной формы вероятно, может уменьшить его продольный размер в 5 раз при прохождении последней ускоряющей секции.
    Предварительные расчеты показывают, что можно сконструировать устройство с 15 радиально-распределенными ускоряющими модулями, каждый из которых инжектирует на мишень ионный пучок с энергией ╩300 MeV, током 100 kA и длиной импульса t= 20 ns, что дает полную энергию ╩ 9 MJ. Здесь предполагается, что модуль инжектора и все ускоряющие секции, креме последней, формируют пучок с током 20 kA и длиной импульса 100_ns.

⌠КУЛОНОВСКИЙ ВЗРЫВ■ ЭЛЕКТРОННЫХ ВИХРЕЙ В ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЕ

А.В. Гордеев, ^*Т.В. Лосева

Российский научный центр ⌠Курчатовский институт■, площадь Курчатова 1, Москва, 123182, Россия
^*Институт динамики геосфер, РАН, Ленинский проспект, 38, здание 6, Москва, 117979, Россия

В рамках неквазинейтральной модели электронных вихрей получен новый механизм кулоновского взрыва, когда ионы ускоряются электрическим полем, возникающим из-за разделения зарядов на магнитном дебаевском размере r_B~ B/4p n_ee [1]. Этот механизм может существовать параллеьно с известным пондеромоторным механизмом ускорения [2]. Численные расчеты с использованием квазистатического приближения для электронного вихря показывают, что за характерное время порядка обратной плазменной ионной частоты формируется бесстолкновительная ударная волна с шириной фронта d~ r_B. Электрическое поле электронного вихря разгоняет ионы до большой скорости, которая определяется интенсивностью лазерного излучения. Вычисления, выполненные для лазерного излучения с интенсивностью J ~ 6╢10¹⁸ Вт/см² приводит к максимальной величине скорости вплоть до 3.5╢ 10⁸ см/с, что находится в хорошем согласии с экспериментальным измерениями [2]. В принципе, проведенные вычисления позволяют получить ускорение ионов до скорости света [3]. Выполнены дополнительные вычисления, позволяющие оценить выход нейтронов при ускорении ионов в дейтериевой плазме [4].

Настоящая работа выполнена при поддержке гранта РФФИ N 97-02 -16980.

Литература

1. А.В. Гордеев, Т.В. Лосева, Письма в ЖЭТФ, т.70, в. 10, с. 669 (1999).
2. G.S. Sarkisov, V.Yu. Bychenkov, V.T. Tikhonchuk et al., Pis▓ma v ZhETF, 66, 787 (1997).
3. T.Zh. Esirkepov, Y. Sentoku, K.Mima et al., JETP Letters, 70, 82 (1999).
4. G.S. Sarkisov, V. Yu. Bychenkov, and V.T. Tikhonchuk, Pis▓ma v ZhETF, 69, 20 (1999).

О ТОКОВЫХ СЛОЯХ, ВОЗНИКАЮЩИХ ПОД ДЕЙСТВИЕМ АЛЬВЕНОВСКОГО И МАГНИТОЗВУКОВОГО ИМПУЛЬСА В ОКРЕСТНОСТИ НУЛЕВОЙ ЛИНИИ МАГНИТНОГО ПОЛЯ

Г.И. Дудникова, В.П. Жуков

Институт вычислительных технологий СО РАН, Новосибирск, Россия

    Исследование течений плазмы в окрестности особенностей магнитного поля имеет важное значение для физики УТС и астрофизики. В работе показано, что распространение альвеновского импульса в окрестности нулевой линии магнитного поля (Х-точки) при неравных нулю коэффициентах вязкости плазмы hи магнитной вязкости nимеет три последовательных этапа.
    I) От границ к нулевой линии вдоль магнитного поля распространяется волна возмущения альвеновского типа. На расстояниях от центра координат, при которых напряженность фонового поля сравнивается с напряженностью поля в волне, течение становится существенно нелинейным. В результате на месте нулевой линии возникают токовые слои, имеющие как тороидальную, так и полоидальную компоненту.
    II) Упомянутые выше токовые слои не являются стационарными. Вследствие омического нагрева давление плазмы в слое возрастает и возникает волна газокинетического давления, распространяющая вдоль магнитного поля к границе. В итоге на временах порядка десятка альвеновских времен устанавливается конфигурация, в которой магнитное давление, связанное с альвеновским импульсом, компенсируется не деформацией исходного магнитного поля, а газокинетическим давлением. В результате слой тороидального тока исчезает.
    III) На больших временах устанавливается конфигурация, в которой полоидальное магнитное поле стремится к своему начальному состоянию, полоидальная скорость стремится к нулю, а распределение тороидального магнитного поля таково, что вдоль сепаратрис располагаются слои полоидального тока с плотностью пропорциональной (h ╓n)^1/4. При n= 0, не зависимо от величины h, течение является сингулярным: плотность тока в появляющихся на этапе I токовых слоях за конечное время стремится к бесконечности. Толщина этих слоев стремится к нулю.

О ВОЗМОЖНОСТИ ВЫДЕЛЕНИЯ ЭНЕРГИИ ВНУТРИ ОБЛАСТИ С МАГНИТНЫМ ПОЛЕМ.

И.M. Подгорный¹, A.И. Подгорный²

¹Институт астрономии РАН, Москва
²Физический институт им. Лебедева РАН, Москва

    Мощное импульсное выделение энергии в магнитном поле наблюдается во время солнечных вспышек, магнитосферных бурь и других явлений в космосе. Реализация таких процессов в лаборатории позволит нагревать термоизолированную от стенок магнитным полем плазму. Численным решением МГД уравнений показано торможение и остановка быстрой струи плазмы, инжектированной поперек магнитного поля в присутствии фоновой плазмы. Показано, что торможение струи и передача ее энергии фоновой плазме связаны с генерацией продольных токов. Другая возможность локального нагревания плазмы состоит в нарастании магнитного поля, противоположного направлению начального поля. Показано, что в этом случае энергия аккумулируется в магнитном поле образующегося токового слоя. Переход вначале устойчивого слоя в неустойчивое состояние приводит к распаду слоя и нагреванию плазмы за счет пересоединения. Результаты МГД моделирования согласуются с наблюдениями солнечных вспышек, следующих за всплыванием нового магнитного потока. Вычисления производились с использованием программы ПЕРЕСВЕТ в 2Д и 3Д МГД приближениях для сжимаемой плазмы с учетом диссипативных членов и анизотропии теплопроводности плазмы в магнитном поле.

ЧАСТИЧНО-УПОРЯДОЧЕННАЯ ТУРБУЛЕНТНОСТЬ ПРИ ИНЖЕКЦИИ СЛАБОГО РАЗМЫТОГО ЭЛЕКТРОННОГО ПУЧКА В ПЛАЗМЕННОЕ ПОЛУПРОСТРАНСТВО. РЕЗУЛЬТАТЫ КИНЕТИЧЕСКОГО МОДЕЛИРОВАНИЯ.

В.Д. Левченко

Институт прикладной математики им. М.В. Келдыша, Москва, Россия

    Обобщаются результаты численного кинетического моделирования (включая как новые результаты, так и результаты, полученные в 94-98 гг. под руководством Ю.С.Сигова) классической задачи о непрерывной инжекции размытого электронного пучка в плазменное полупространство (проблема SIEB) [1], ставшей своеобразным тестом для определения границ применимости квазилинейной теории.
    В случае неприменимости квазилинейной теории (в открытых системах и при достаточно слабом пучке) слаботурбулентное состояние плазмы преобразуется в частично-упорядоченное. Данный тип турбулентности характеризуется наличием скоррелированных волновых пакетов. Параметры и эволюция этих пакетов определяется параметрами пучка, а также условиями захвата электронов фоновой плазмы. Взаимодействие волновых пакетов через пролетно-захваченные частицы приводит к образованию упорядоченной "шахматной" структры на фазовой плоскости. Наличие подобной структуры приводит к изменению макрохарактеристик плазменно-пучкового взаимодействия √ максимальной амплитуды поля, времени и длины релаксации пучка и т.д. При достаточно большой амплитуде поля развитие модуляционной неустойчивости приводит к образованию каверн ионной плотности и захвату в них волновых пакетов. Вследствие их когерентности дальнейшая эволюция ионных каверн ускоряется и заканчивается коллапсом с ускорением электронов в обе стороны относительно направления движения пучка и возбуждением ионо-звуковых колебаний.

Литература

1. Ю.С.Сигов, В.Д.Левченко. Физика плазмы, 1997, т 23 N 4, c 285-289

СТОЛКНОВЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ С ИОНАМИ В ПЛАЗМЕ В СИЛЬНЫХ ПОЛЯХ: ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ И КОЛЛЕКТИВНЫЕ ПРОЦЕССЫ.

Г.М. Фрайман

Институт пркладной физики РАН

    Приводятся результаты аналитических и численных исследований эффектов, возникающих при столкновениях электронов с ионами в полях интенсивного лазерного излучения. Обнаружено, что в условиях, когда осцилляторная скорость электронов велика по сравнению с их дрейфовой скоростью и осциллятрный радиус велик по сравнению с размером области в окрестности иона, в которой кулоновское поле больше внешнего в любой момент, все традиционные представления существенно модифицируются.
    Показано, что в этих условиях становятся существенными корреляционные эффекты, возникающие при многократных осцилляциях электронов вблизи иона в процессе рассеяния и притяжения электронов к ионам (существенном изменении прицельного расстояния в процессе рассеяния). Следствием этих процессов в модели парных соударений в прозрачной плазме являются следующие эффекты:

• Существенное возрастание эффективного сечения рассеяния и эффективной частоты столкновений электронов. В частности, обнаружено, что с ростом интенсивности поля джоулевы потери в плазму не уменьшаются.
• Группировка электронов в процессе столкновения, так что моменты столкновения (моменты наиближайшего прохождения электронов вблизи ионов) оказываются близкими к фазам поля, соответствующим максимальной осцилляторной скорости.
• Появление существенно надтепловых электронов.
• Рост интенсивности тормозного излучения по мере роста интенсивности лазерного поля.
• Возможность когерентного излучения на гармониках падающего излучения вдоль поля волны.